Über die Elektronengeschwindigkeiten beim normalen und selektiven lichtelektrischen Effekt

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7. Uher die Elektro~ertgeschwiadlg7Eeitew bedin normalert und selektiverz 24chtelektrischem Bffektl);

von Fvawnx WoZf

I n h a 1 t : I. Einleitung. 1. Aufgabe. 2. Literaturiibersicht. - 11. Die Versuchsanordnung. 1. Prinzipielles uber die Methode. - 2. Die Anordnnng im einzelnen : a) MeBeinrichtung. b) Magnetfelder. c) Die Legierung und ihre Behandlung. d) Die Optik. e) Geometrisches. f ) Elektrometer. - 111. Die Messungen und ihre Auswertung. - IV. Fehlerquellen nnd Korrekturen: 1. Reinheit des selektiven Effekts. 2. Reinheit des Lichts. 3. Kontaktpotentialdifferenz. 4. Winkel. 5. Ein- wirkung der Beschleunigungsspannung und des Abstandes 1. 6. Sonstige Einflusse. - V. Ergebnisse : 1. Gleichheit der Geschwindigkeiten. 2. Sekundlre Unterschiede. 3, Weitere Ergebnisse. - VI. Zusammen- fassung.

I. Einleitnng 1. Aufgabe

Das Wesen des selektiven lichtelektrischen Effektes ist bis heute noch wenig geklart. Zwar scheint nach zahlreichen Arbeiten von Hal lwachs und seinen Schulern2) sein Auftreten noch mehr als das des normalen Effekts an die Einwirkungen von Gasen auf die bestralilte Metalloberflache gebunden zu sein, wenn auch dieser Zusammenhang noch nicht als gesichert gelten kann.3) Andererseits kamen Hr. Poh l und seine Mit- arbeiter zu der Auffassung4), da13 der selektive Effekt uberhaupt nicht an der Oberflache des festen oder flussigen Metalls selbst, sondern in einer daruber gelagerten dunnen Schicht stattfindet, in der das Metal1 nur in loser molekularer oder atomarer Verteilung auftritt, ahnlich den zweidimensionalen

1 ) Danziger Habilitationsschrift, eingereicht am 29. Januar 1927. 2) Vgl. z. B. G. Wiedmann, Jahrb. d. Rad. u. El. 19. S. 112. 1922. 3) Vgl. die gegenteiligen Ergebnisse von R. Pohl und P. Prings-

heim, Verh. d. D. Ph. Ges. 16. S. 336. 1914 oder H. E. Ives , S. Dush- mann und E. Karrer , Astrophys. Journ. 43. S.9. 1916.

4) R. Pohl, Die Naturw. 14. S. 214. 1926.

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Dampfschichten, die Volmer uber der Oberflache von Queck- silber- und anderen Kristallen hat nachweisen konnen.1) Am notwendigsten ware zur Klarung des selektiven lichtelektrischen Effekts die Kenntnis der Energien oder der Ge- schwindigkeiten, mit denen die ausgelosten Elektronen das Metall verlassen. Doch gerade hieriiber sind die Angaben der Literatur bis heute sehr sparlich und unbefriedigend. Die vorliegende Arbeit sucht diese Frage zu losen fur den Fall der flussigen Kalium-Natriumlegierung. Sie bestimmt die Elektronenenergien beim selektiven lichtelektrischen Effekt an diesem Metall als Funktion der Frequenz des eingestrahlten Lichts und vergleicht sie mit denen des normalen Effekts.

Die Kenntnis der Abhangigkeit der Elektronenenergie hat im Falle des selektiven Effekts aueh grof3es theoretisches Inter- ewe, da sich hieruber noch heute zwei entgegengesetzte Voraus- sagen gegenuberstehen. Die altere, klassische Behandlung der lichtelektrischen Vorgange erwartet, da13 sich beim selektiven Effekt die Energien, wenn man sie als Funktion der Frequenz auftragt, um einen Maximalwert gruppieren, also den Charakter einer Resonanzkurve zeigen werden, ganz entsprechend der selektiven Mengenverteilung. Die Quantentheorie dagegen gibt die Elektronenenergie fur normalen und selektiven Effekt ohne Unterschied an durch die Einsteinsche Gleichung: e P = h v - A , wonach man einfach einen linearen Anstieg cler Energie mit der eingestrahlten Frequenz des Lichts zu erwarten hat, ohne Rucksicht auf die Selelitivitat der Mengen- vert eilung.

Eine experimentelle Untersuchung des Problems konnte demnach dazu dienen, zugunsten der einen oder anderen der angefuhrten Theorien zu entscheiden. Aber das Ziel dieser Arbeit soll nicht die Nachprufung der Theorien sein. Sie will vielmehr - unabhangig von jeder theoretischen Annahme uber die Ursache der lichtelektrischen Erscheinungen - einen rein experimentellen Beitrag zur Kenntnis des selektiven Effekts liefern. Es soll sich also um die Frage handeln, ob die Elek- tronenenergien beim normalen und selektiven Effekt in Ab- hangigkeit von der Schwingungszahl des erregenden Lichts miteinander ubereinstimmen, oder, falls dies sich nicht be-

1) A. Volrner und J. Estermann, Zeitachr. f. Phys. 7. S. 1. 1921; A.Volmer und G. Adhikari, Zeitschr. f . Phys. 36. S. 170. 1925.

Uber die E1ektronengeschwind;gkeiten usw. 1003

statigt, welcher Art die Abhangigkeit beim selektiven Effekt sonst ist. Dieses Problem ist zweifellos auch an sich von groBem Interesse, da man ja in der Menge der in beiden Fallen ausgelosten Elektronen eine ungeheuere Verschiedenheit beobachtet.

2. Literaturiibersicht

Eine Ubersicht uber die Literatur zeigt nur wenige und nur mehr qualitative Versuche zur Bestimmung der Elektronen- energien beim selektiven lichtelektrischen Effekt :

a) Die Herren E l s t e r und Geitell) untersuchten 1909 das Potential, bis zu dem sich eine Flache von Kalium-Natrium- legierung durch Elektronenverlust auflud, wenn ispektral unzerlegtes, polarisiertes Licht einfiel, dessen elektrischer Vektor parallel oder senkrecht zur EinfaIlsebene orientiert war. Die hieraus folgenden Maximalgeschwindigkeiten der emittierten Elektronen zeigten sich in beiden FBllen als nahezu gleich. Durch Anlegen schwacher Magnetfelder an die lichtelektrische Zelle zwangen sie auBerdem die langsameren Elektronen, teilweise zur bestrahlten Flache zuruckzukehren, und suchten sich so fiir beide Hauptlagen des polarisierten Lichts ein Bild von der Mengenverteilung auf verschiedene Geschwindigkeiten zu machen. Das Ergebnis, daB mehr langsame Elektronen beim selektiven Effekt austreten als beim normalen, bezogen auf gleiche Gesamtzahl, scheint bei der Einfachheit der An- ordnung durchaus unsicher.

b) Eine Arbeit von Hrn. Wright2) behauptet 1911 bei Aluminium als bestrahltem Metal1 ein scharfes Maximum der Elektronengeschwindigkeit bei 1 = 217 ,up. Da jedoch bei Aluminium uberhaupt kein selektives Mengenmaximum beobachtet wurde, so klingt clieses Ergebnis hochst unwahrschein- lich. Es ist allem Anschein nach nur durch die zufallige Ver- suchsanordnung vorgeta~scht.~)

c ) Die Herren Millikan und Souder veroffentlichten 1916 eine Abhandlung : ,,Experimenteller Beweis fur die wesent-

1) J. Elster und H. Geitel, Phys. Zeitschr. 10. S.457. 1909. 2) J. Wright, Phys. Rev. 33. S. 43. 1911 oder Phys. Zeitscbr. 12.

3) Vgl. R. Pohl und P. Pringsheim, Die lichtelektrischen Er- S. 338. 1911.

scheinungen. Sammlung Vieweg Nr. 1. S. 35.

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liche Gleichheit des selektiven und des normalen Photoeffekts"l), die sich teils auf die bekannten grundlegenden Versuche Hrn. Mill ikans fur den normalen Effektz), teils auf einige er- ganzende Messungen an der gleichen Apparatur stiitzt, und kommen zu folgendem Ergebnis:

Die Energie der emittierten Elektronen wird immer dargestellt durch die gewohnliche Gleichung 4 mu2= e P=hv -A , gleichgultig, ob die auslosende Frequenz mit dem Maximum des selektiven Effekts ubereinstimmt oder nicht.

Diese Aussage bezieht sich auf Messungen an jestern Lithium und Natrium, deren reine Oberflache jeweils im Ver- suchsraum selbst durch Schneiden mit einem magnetisch be- tat,igten Messer hergestellt wird. Das spektral zerlegte Licht fallt senkrecht auf die empfindliche Flache und ist nicht polarisiert. Unter diesen Umstanden hatte an einer wirklich optisch spiegelnden Oberflache, die die erste Vorbedingung fur die einwandfreie Untersuchung des selektiven Effekts ist, uberhaupt kein solcher auftreten durfen. Da13 er dennoch beobachtet wird, zeigt, daB die Versuchsbedingungen fur das Problem nicht einwandfrei erfullt sind.

Im einzelnen werden Gegenspannungskurven aufgenommen, die die Elektronenmengen angeben, welche bei Anlegen ver- zogernder Felder noch von einem Faradayschen Ksfig aufgefangen werden. Diejenige Verzogerungsspannung, bei der die Menge der beobachteten Elektronen vollig verschwindet, ergibt dann die Energie der schnellsten, senkrecht aus der bestrahlten Flache austretenden Elektronen. Fur diese ist die Einsteinsche Gleichung nachgewiesen. DaB aber iiberhaupt mit den Elektronen des normalen Effekts auch solche des selektiven aus dem bestrahlten Metal1 austreten, wird nur aus den groBen Mengen geschlossen, die bei k le ine ren Gegenfeldern noch zum Kafig gelangen. Bei den verschwindend kleinen Mengen groBter Geschwindigkeit, um die es sich gerade handelt, scheint es unmoglich, auf diese Weise zu entscheiden, ob im Wellenlangengebiet des selektiven Effekts normale und selektive Elektronen zusammen oder nur normale allein wirksam sind. Es ist durchaus denkbar, daB die gemessenen schnellsten

1) R.A. Millikan und H. W. Souder, Proc. Nat. Ac. of So.

2) R. A. Millikan, Phys. Rev. 7. S. 335. 1916. U. S.A. 2. S. 19. 1916.

Uber die Elektronengeschwindigkeiten usw. 1005

Elektronen iiberhaupt nur dem normalen Effekt entstammen, wahrend alle selektiven Elektronen dann austreten wiirden mit kleineren Geschwindigkeiten, deren Abhangigkeit von der WellenlBnge sich gar nicht iibersehen lieBe. Die Versuche geben also im besten Fall fur die Geschwindigkeit beim selektiven Effekt eine obere Grenae an.

d) Die Proceedings of the American Physical Society bringen einen Auszug iiber eine Untersuchung von Hrn. H. E. Ives : ,,Die Austrittsgeschwindigkeiten lichtelektrischer Elek- tronen beim normalen und selektiven lichtelektrischen Effekt".') In der Mitte einer evakuierten Glaskugel, deren Innenwand mit Kalium bedeckt ist, befindet sich ein poliertes Platin- plattchen. Dies wird durch Erwarmen der Glaswande selbst mit Kalium bezogen und dann mit polarisiertem Licht ver- schiedener Schwingungsrichtung bestrahlt, so dab norrnaler und selektiver Effekt beobachtet werden konnen. Auch diese Arbeit benutzt die indirekte, elektrische Methode zur Ge- schwindigkeitsbestimmung. Aus Gegenspannungskurven ergibt sich, daB die selektiven Elektronen ,,um einen Bruchteil von 1 Volt" schneller sind als die des normalen Effekts. Wieweit Fehlerquellen vorhanden bzw. berucksichtigt sind, la& sich nicht ersehen. Auch scheint iiberhaupt kein spektral zerlegtes Licht benutzt worden zu sein.

11. Die Versuchssnordnung 1. Prinsipiellee uber die Xethode

Die Versuche streben in erster Linie einen Vergleich der Elektronengeschwindigkeiten beim normalen und selektiven Effekt an, in Abhangigkeit von der eingestrahlten Frequenz des Lichts. Da die Verhaltnisse beim normalen Effekt im wesentlichen als bekannt angesehen werden durfen, so wird dadurch die gestellte Aufgabe bereits gelost. Immerhin sollen nebenbei aus den Messungen auch Absolutwerte abgeleitet werden, die aber keinerlei Anspruch auf grol3e Genauigkeit erhe ben.

Die Elektronen werden hier durch spektral zerlegtes, polarisiertes Quecksilberbogenlicht an einer spiegelnden Ober- flHche von flussiger Kalium-Natriumlegierung ausgelost. Da13

1 ) Phys. Rev. 21. S. 713. 1923.

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man es beim Vergleich in den einzelnen Fallen, die sich auBer- lich nur durch die Stellung des polarisierenden Nikols unterscheiden, tatsachlich einwandfrei mit Elektronen des normalen bzw. des selektiven Effekts zu tun hat, wird nach der Defi- nition beider Effekte ausschliel3lich und unzweifelhaft bewiesen durch die ungeheuere Verschiedenheit der in beiden Fallen ausgelosten Mengen. Die Herstellung der Legierung hat sich daher weniger um die Frage grobtmoglicher Reinheit, Gas- freiheit usw. zu kiimmern, als vor allem eine Versehiedenheit cler Elektronenmengen von derselben GroBenordnung an- zustreben, wie sie urspriinglich von den Herren P o h l und Pringsheim gemessen wurde.l) DaB dieses ungleiche Mengen- verhaltnis wirklich erreicht wurde, dab in den einzelnen Fallen also wirklich selektiver bzw. normaler Effekt in aller Scharfe vorlagen, zeigen die spater hieriiber gemachten Angaben (vgl. vor allem V. 1.).

Zur Messung der Geschwindigkeiten wird die zuerst von Hrn. R a msauer2) quantitativ auf lichtelektrische Probleme angewandte Methode der Ablenkung der Elektronen auf Kreis- bahnen mittels magnetischer Felder benutzt. Diese ist dem meist iiblichen elektrischen Verfahren der Aufnahme von Gegenspan- nungskurven in vieler Beziehung iiberlegen. Denn abgesehen von sonstigen, oft uniibersehbaren Mangeln liefert die elektrische Methode die ganze Geschwindigkeitsverteilung erst durch Differentiationen der Gegenspannungskurven, wodurch alle Unsicherheiten wesentlich vergroBert werden. AuBerdem erhalt man bei Arbeiten im homogenen elektrischen Feld, wie es auch von den Herren Millikan und Souder angewandt wird (vgl. I. 2. c), nur die Geschwindigkeitsverteilung der senkrechten Komponenten von Elektronen aller moglicher Austrittsrich- tungen. Man kann iiberhaupt nur die Geschwindigkeit der schnellsten, senkrecht austretenden Elektronen fehlerfrei bestimmen. Im Falle des zentralen elektrischen Feldes, wie es Hr. Ives benutzt (vgl. I. 2. d), liefert das Verfahren zwar die Verteilung der wirklichen Geschwindigkeiten, doch beziehen sich diese auf alle rnoglichen Austrittsrichtungen. Die magnetische Methode ergibt hiergegen die Geschwindigkeiten un-

1) R. Pohl und P. Pringsheim, Verhandl. d. Deutschen Phys.

2) C. Ramsauer, Ann. d. Phys. 45. S. 961 u. 1121. 1914.

- Ges. 12. S.215, 349, 682. 1910.

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mittelbar, also ohne den unsicheren Zwischentritt der Differen- tiation, und benutzt aul3erdem nur Elektronen einer bestimmt angebbaren Austrittsrichtung, im Falle endlicher Spalt- breiten solche eines engen Winkelbereichs.

Die durch polarisiertes Licht bestimmter Frequenz an der Legierung ausgelosten Elektronen verlassen diese infolge eines die Anordnung senkrecht durchsetzenden homogenen Magnet- feldes @ auf kreisformigen Bahnen, deren Radien e mit der linearen Austrittsgeschwindigkeit ?I wachsen nach der Beziehung :

1 ($ = spezifische Ladung

Bei bestimmtem Magnetfeld gelangen nur Elektronen von bestimmter Geschwindigkeit durch das auf einem Kreis an- geordnete System von drei Spalten zu dem Auffangekafig und laden dadurch ein Elektrometer auf. Durch Variieren des Magnetfeldes lassen sich Elektronen anderer Geschwindigkeiten beobachten, und man erhalt so die Verteilung der gesamten Elektronenmenge auf verschiedene Geschwindigkeiten. Sie zeigt im Falle der Alkalimetallegierung prinzipiell dieselbe Form, wie sie Hr. Ramsauer fur andere, edlere Metalle fandl) (vgl. Figg. 5 , 6), namlich Gruppierung der Mengen nach Art einer Wahrscheinlichkeitskurve urn einen Geschwindigkeitswert von grol3ter Haufigkeit der Elektronenemissionen. Sie eignet sich daher vorziiglich zur Bestimmung dieser Geschwindigkeit, mit der die grol3te Elektronenmenge austritt. Dagegen 18Bt sich die Geschwindigkeit der schnellsten austretenden Elek- tronen mit der magnetischen Methode nur weniger gut er- fassen, da die sehr kleinen Mengen dieser Elektronen moglicherweise durch Elektronenreflexionen an den Spaltkanten gefalscht werden. Wenn im folgenden von den durch Messungen bestimmten Geschwindigkeiten schlechthin die Rede ist, so sind darunter immer diejenigen aus den magnetischen Vex- teilungskurven gewonnenen der grofiten Elektronenhaufigkeit, und nicht die uberhaupt auftretenden Maximalgeschwindig- keiten zu verstehen.

Zur Vergleichung der Elektronenenergien beider Effekte wird bei jeder der benutzten Quecksilberlinien stets eine Messung der Geschwindigkeit des normalen Effekts zeitlich vorher und

1) C. Ramsauer, Ann. d. Phys. 45. S. 961. 1914.

1008 F. wolf nachher eingegrenzt duroh je eine - wegen der grol3eren Elek- tronenmengen vie1 weniger schwierigere - Messung der selektiven Geschwindigkeit. Man bestimmt also, um den Vergleich sicherzustellen, die Geschwindigkeiten stets in dieser Auf- einanderfolge der Effekte : selektiv, normal, selektiv, und das- selbe wird nach Moglichkeit ofter wiederholt. Dieses Verfahren hat sich als unbedingt notwendig erwiesen wegen der zeitlichen Veranderlichkeit von Fehlerquellen.

2. Die Anordnung im einzelnen 4

a) Me/3einrichtung. Die eigentliche MeBeinrichtung (Fig. I ) besteht aus Messing. Das Kastchen K, das die Spalt,en 1, 2, 3

Fig. 1

und den Auffanger A enthalt, ist eingesetzt in ein 54mm weites Rohr R, das von unten her durch einen mit Spalt ver- sehenen und einseitig abgeschragten Deckel D abgeschlossen wird. Hierdurch entstehen drei - bis auf die Spalte uiid einige an unschadlichen Stellen angebrachte Locher zum grund- lichen Evakuieren - vollkommen abgeschlossene Raume, deren Wande die Elektronen verhindern, auf irgendeinem anderen als dem vorgeschriebenen Wege durch die Spalten zum Aufhanger gelangen. Der Radius des Kreises, auf dem die inneren Spaltkanten liegen, betragt 13 mm, die an sich verstellbare Spaltbreite bleibt bei allen Versuchen 1,5 mm. Die Lange der Spalte ist 8,O mm, die Dicke des Kastchens K in dieser Richtung 20mm innen. Der Auffanger A wird gebildet durch ein 10 mm dickes und 12 mm langes, an den Enden ver-

fiber die Elektronengeschwindigkeitelz us w. 1009

achlossenes Rohrchen, das einen Spalt von etwas groaeren Abmessungen als bei 1, 2, 3 besitzt und durch eine in statisch schutzenden Rohren verlaufende Leitung mit dem Elektro- meter in Verbindung steht. Die Isolation wird durch sorgfaltig gereinigte Bernsteinstiicke besorgt. Die Teile R, K, D sowie die Schutzrohre der Elektrometerleitung sind standig geerde t .

Unterhalb des Deckels D ist, durch Bernstein isoliert, die Messingschale S angebracht, die zur Aufnahme der fliissigen Kalium-Natriumlegierung L dient. Ihr geerdetes TraggesteII, das ebenfalls an dem Rohr R befestigt ist, wurde in der Ab- bildung weggelassen. Die Schale hat an der dem Spalt 1 zu- niichst gelegenen Stelle ihres Randes eine Einsenkung, deren Sohle tiefer liegt als der ubrige Schalenrand, durch die also ein Teil der Legierung von der Schale abflieBen kann, wenn man reichlich zugiebt. Zum elektrostatischen Schutz gagen die Glaswand ist der Raum zwischen D und L bis auf Ofhungen zum Einlassen des Lichts und der Legierung von Messing- drahtnetz N umgeben, das gleichfalls geerdet ist.

Da die zwischen Legierung und Messing bestehende grol3e Kontaktpotentialdifferenz verzogernd auf die Elektronen wirkt, so muB standig eine entsprechende Beschleunigungsspannung zwischen S und D angelegt werden. Sie wird mittels einer Potentiometerschaltug reguliert und am Voltmeter B ab- gelesen. Um das Feld auch in der Nahe von Spalt 1 noch moglichst homogen zu machen, und um es nicht iiber diesen hinaus- greifen zu lassen, ist die Spaltoffnung mit einem feinen Messing- drahtnetz iiberzogen.

b) Magnetfelder. Die ganze MeBeinrichtung der Fig. 1 wird wahrend der Versuche senkreoht our Bildebene von einem magnetischen Feld durchsetzt, das die Elektronen- ablenkung zu bewirken hat. Es wird erzeugt durch zwei mit mehreren Drahtlagen bewickelte, 3 em langen SpuIen vom Innendurchmesser 15 cm, die durch Messingstangen koaxial fest miteinander verbunden sind und die Glasapparatur zwischen siih einschlieben (vgl. N,, M , in der Fig. 2, die gegen Fig. 1 um 900 verdreht ist). Der Abstand zwischen den Spulen be- trtigt 33cm. Die Eichung dieses Feldes geschah in bekannter Weise durch Vergleich mit dem Feld eines einfstchen Kreises. Die beiden Spulen wurden hierzu im Innern des 62 cm groBen

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Drahtkreises koaxial zu diesem aufgestellt, und man beobachtete mittels Fernrohrs und Skala die Einstellung einer in der Mitte an einem Faden aufgehangten Magnetnadel durch Spiegelablesung. Wenn sich durch entgegengerichtet\e Strome geeigneter Starke beide Felder gerade aufhoben, so war mit dem berechenbaren Feld des einfachen Kreises auch sofort das der Spule gegeben. Es fand sich so aus zahlreichen Mes- sungen sls Konstante des Spulenfeldes der Wert 6,463 Gauss/Amp. Die Homogenitat des Feldes wurde auf die gleiche Weise ge- priift und erwies sich innerhalb des von der MeBa'nordnung geforderten Bereichs als vollig ausreichend.

SchlieBlich wird der EinfluB des erdmagnetischen Feldes ausgeschaltet durch einen die ganze iibrige Anordnung um- gebenden Drahtkreis von 50 Windungen, dessen Ebene senkrecht auf der Richtung der erdmagnetischen Totalintensitat steht. Der notige Strom wurde berechnet und durch das Labilwerden einer Magnetnadel nachgepruft.

c) Die Legierung und ihre Behandlung. Aus ersten Ver- suchen ergab sich, daB - entgegen den elektrischen Methoden - die hier in schmalem Biindel in die MeBeinrichtung ein- t>retende Elektronenintensitat an sieh auBerordentlich gering wird, besonders im Falle des normalen Effekt,s, und daB auBer- dem die licht'elektrische Empfindlichkeit der Legierung, nachdem diese frisch eingefiillt ist, sehr rasch abnimmt infolge der Einwirkung von Gasresten, die sich standig von den zahlreichen Metallteilen und aus dem Legierungsvorrat loslosen. Ein Ausgliihen der Metallteile im Vakuum ist wegen der Kom- pliziertheit der Anordnung nicht moglich. Der Kernpunkt der ganzen Technik der Arbeit besteht demnach darin, iiberhaupt eine mogli.chst grol3e lichtelektrische Anfangsempfindlichkeit zu erzielen und dann auch trotz sich loslosender Gasreste die Empfindlichkeit.sabnahme nach Moglichkeit zu verringern. AuSerdem mukite da,s ganze Verfahren an sich auf groBe MeB- geschwindigkeit zugeschnitten werden, um durch die schlieB- lich immer noch vorhandene Inkonstanz der Empfindlichkti t keine groben Fehler in die Beobachtungen zu bringen.

Aus vielen Versuchen ergab sich folgender zweckmaBigster Weg zur Herstellung und Handhabung der Legierung: Diese wird nicht mehr wie urspriinglich bei den Herren E l s t e r und

Geitel l ) oder nach dem erweiterten Verfahren von Hm. Dember2) von Fall zu Fall neu hergestellt in GefaBen, die mit dem MeBraum unmittelbar in Verbindung stehen, sondern es erwies sich als zweckmaBiger, zunachst von Zeit zu Zeit einen grol3eren Vorrat an Legierung in einer einfachen besonderen Anordnung zu bereiten, und dann erst kleinere Mengen dieses schon vorgereinigten Metalls nach Bedarf in die Apparatur selbst einzufuhren. Hierdurch entstehen zwei grol3e Vorteile, erstens der, dal3 die groben Verunreinigungen, die kauflichen Metallen anhaften, vor allem organische DBmpfe, der Me& anordnung fernbleiben, wodurch die Metall- und Glasteile reingehalten werden. Bei den Versuchen selbst aeigt sich infolgedessen eine geringere lichtelektrische Empfindliclikeits- abnahme, weil weniger Verunreinigungen aus der Umgebung wieder abdampfen und die bestrahlte Flache angreifen konnen. Zweitens hat man den Vorteil, bei einer ganzen Reihe von Ver- suchen mit einer Legierung von genau gleicher Zusammen- setzung arbeiten zu konnen, was bei ihrer Einzelherstellung nie zu erreichen ist.

Die erste Bereitung des Legierungsvorrats geschieht in Glaskugeln von 10 bis 12 em Durchmesser, die immer mit zwei Rohrenansatzen versehen sind. Der eine wird provisorisch mit einer Gaedeschen Stahlpumpe verbunden durch Gummi- schlauche, zwischen die noch BUM Schutz cler Pumpe gegen Metalldampfe eine Eiskuhlung eingeschaltet ist. Der andere, bedeutend weitere Ansatz dient zum Einfullen der rohen Metallstucke. Da die von K a h l b a u m bezogenen K- und Na-Stangen unter dem leichtfliichtigen Petrolather aufbewahrt werden, geniigt kurzes Trocknenlassen an der Luft, ohne de13 man besonders sorgfaltige Reinigung durch Schaben und Waschen mit Benzin vorzunehmen braucht. Das Gewicht von I< und Na wird wie iiblich im Verhaltnis der Atomgewichte, d. h. ungefahr wie 2 : 1 bemessen. 1st die Kugel gut angefullt, so wird der weite Ansatz zugeschmolzen und die Legierung in der ublichen Weise im Vakuum unter Erwarmen nlittels Bunsen- brenners hergestellt. Das Wesentliche des Verfahrens liegt darin, die Legierung danach noch langere Zeit hindurch unter standigem Pumpen warm zu halten und ofter aufzukochen,

1) J. Elster und H. Geitel , Pogg. Ann. 43. S. 225. 1891. 2) H. Dember, Ann; d. Phys. 20. S. 379. 1906.

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bis sie van organischen Dampfen innerlich moglichst beheit ist. Nach dem Erkalten laSt man Luft ein, die blanke Legierung wird rasch in einen reinen Erlenmeyer iibergegossen und unter dunner Petrolatherschicht aufbewahrt, wiihrend alle Oxydhaute und vie1 organischer Schmutz in der Schmelzkugel zuruck- bleiben. Fiir kiirzere Zeit laBt sich die Legierung ubrigens noch vorteilhafter als von neuem unter Petrolather einfach trocken in gut verkorkten GlasgefaBen mit moglichst kleinem Luftraum aufbewahren.

Nebenbei sei bemerkt, daB von einer Destillation der Legierung im Vakuum und nachtraglicher Uberfuhrung in die Versuchsanordnung unter AusschluB der Luft in abgeschmol- zenen GefaBen, die dann im Vakuum zertriimmert werden mussen, nach anfanglichen Versuchen in dieser Richtung Ab- stand genommen wurde. Denn diese von Englandern after angewandte Methodel) wurde die ganze Anordnung weiter kompliziert und die an sich schon vorhandene Gefahrlichkeit der Prozeduren mit so groben Metallmengen noch gesteigert haben.

Zur Einfuhrung der Legierung in die MeSanordaung dient die in Fig. 2 wiedergegebene Glasaparatur. Die fur einen Beobachtungssatz notwendige Menge wird aus dem schon gereinigten Vorrat nach vorubergehendeni sorgfaltigem Ent- fernen der Petrolather- Schutzschicht iibergossen in die Kugel k von 6-7 ern Durchmesser, wonach man rasch den Hals bei (1

zuschmilzt. Zur Entfernung der letzten Spuren von Petrol- ather wird nun zunachst, um die MeSeinrichtung nicht zu verschmutzen: durch eine besondere, bei w angelegte Schlauchleitung mittels Wasserstrahlpumpe evakuiert und einige Zeit bis zu leichtem Sieden erhitzt. Eine dunne weiSe Haut, die die Legierung inzwischen wieder bezogen hat, ist hierbei leicht zu entfernen, da sie bei dem geringen Druck schon bei leichtem Erwarmen rasch auf die kalten Teile der Kugel iibersublimiert. Nach Erkalten der Legierung schmilet man auch den Ansatz w ab, und nun kann das Auspumpen auf Hochvakuum mittels einer Hanff & Buestschen Quarz- pumpe auf dem Wege uber die Apparatur selbst beginnen, ohne dab man noch eine wesentliche Verschmutzung des MeB- raumes durch Petrolather oder Metallclampfe zu befiirchten hat.

1) Phil. Mag. 50. S. 423. 1925; Phys. Rev. 28. S. 208. 1926.

Die Uberfuhrung der Legierung in die Messingschale S der MeBeinrichtung geschieht dadurch, da13 man k fur kurze Zeit um den 12 em vom Versuchsraum entfernten Fettschliff s1 urn nahezu 180° dreht. Dabei hat die Legierung sicherheits- halber noch zur letzten Entfernung von Schmutz drei hinter- einander geschaltete Elster- Geiteltrichter 1) t von je 2,5 mm Ofhung zu durchflieBen und tritt schlieBlich durch das in den Schliff koaxial eingeschmolzene Rohr s in den MeBraum ein.

Fig. 2

Fur die Dauer der lichtelektrischen Empfindlichkeit der auf diese Weise erzeugten Metallspiegelflachen ist, abgesehen von allen angegebenen Einzelheiten, in hohem MaBe auch die Schnelligkeit und Reinlichkeit maBgebend, mit der samtliche Manipulationen bis zur Fertigstellung der Legierung im Hoch- vakuum durchgefuhrt werden. Die groBen Legierungsmengen, die hier immer in den Apparat eingebracht werden, zeigen

1) J. Elster und H. Geitel, Pogg. Ann. 43. S. 225. 1891.

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niimlich an sich stets eine mehr oder weniger groDe, recht un- erwunschte Gas. nnd Dampfentwicklung. Um diese zu messen, wird die Pumpe, die wahrend der eigentlichen Versuche naturlich immer arbeitet, vorubergehend abgestellt, und man bestimmt die Druckzunahme, die sich innerhalb einer Stunde in dem sich selbst uberlassenen MeBraum einstellt. Ein Mac- Leod-Manometer zeigte bei den ersten, auf einfachstem Weg und rnit wenig Sorgfalt hergestellten Fullungen auf diese Weise bis zu 250 Zehntausendstel mm Hg Druckzunahme pro Stunde an. obwohl das Gesamtvolumen der mit dem MeDraum unmittelbar zusammenhangenden GlasgefaBe nahezu 2000 em3 betrug. Erst durch anschlieDendes vieltagiges Pumpen und wiederholtes Erwarmen der Legierung in ihrer Kugel k sank die - bei abgeschlossener Apparatur wiederholt gemessene - stiindliche Druckzunahme auf ein solches MaD herab, daB mit den Versuchen begonnen werden konnte. Durch Ubung gelang es jedoch rnit der Zeit,, die Legierung so rasch und rein ins Hochvakuum zu bringen, daB trotz der groBen Menge die Druckzunahme gleich nach Zusammensetzen der Apparatur bis auf 50 bis 5 Zehntausendstel mm pro Stunde bei ab- gestellter Pumpe herabsank. Bei anschliellendem Pumpen ging dann die Gasentwicldung rasch noch sehr vie1 weiter zuruck, und nach drei bis funf Tagen konnte - bei einem Zustrom von nur 5 bis 1,5 Zehntausendstel mm pro Stunde in der abgeschlossenen Apparatur - an die Messungen selbst herangegangen werden. Von ganz wesentliehem EinfluD auf die rasche Abnahme der entwickelten Dampfe erwies sich auch sorgfaltige Trocknung. Bei allen maI3gebenden Versuchen befindet sich daher unmittelbar im Versuchsraum selbst ein Schalchen mit Phosphorpentoxyd.

Auch die anftingliche Reinheit der VersuchsgefaiBe Ukld del: ausgedehnten Metallapparatur spielt natiirlich filr die, Dauer der lichtelektrischen Empfindlichkeit eine groI3e Ro1le.- Daher wurden vor jedem Versuch samtliche Metallteile der MeD- einrichtung sorgfiiltig rnit sauberem Schmirgelpapier frisch ge- putzt und danach moglichst nicht mehr mit den Fingern be- ruhrt. Die GlasgefaDe wurden haufig rnit destilliertem Wasser ausgewaschen. Ferner ist zum Schutz der Legierungsflache gegen die sehr sturmisch angreifenden Queeksilberdampfe in die Pumpenleitung eine an der Innenwand mit Kaliurn be-

Ober die Elektroiaenyeschwin,aigkei~en usw. 1015

zogene Falle eingeschaltetl), die die Versuchsanordnung standig von Mac-Leod und Pumpe trennt und wahrend der Messungen uberdies teilweise in flussige Luft t'aucht. Die Fettdampfe einiger unvermeidlicher Schliffe werden in dem Kuhlansatz f (Fig. 2) ebenfalls durch flussige Luft kondensiert. Die Schliffe sind ubrigens von vornherein moglichst entfernt von der lichtempfindlichen Flache angebracht und werden immer nur auf ihrer AuSenhalfte gefetbt, so daB wenig Dampf ins Vakuum dringen kann. Bei allsen wirklichen Geschwindigkeitsmessungeii arbeitet, wie schon gesagt, standig die Pumpe, wodurch man msammen mit den Kiihlungen stets bis zu sehr gutem Kleb- vakuum des - der Pumpe nnhen - Mac-Leods gelangt (< mm Hg).

Trotz aller dieser Mafinahmen gelingt es - im Gegen- sat5 zu den gewohnlichen Photozellen, die kaum uberhaupt Metall enthalten - nicht, eine brauchbare -1ichtelektrische Empfindlichkeit uber mehr als 2-4 Stunden aufrecht zu erhalten, weil die in den zahlreichen Metallteilen immer okklu- dierten Gasreste, die im Vakuum langsam frei werden, die bestrahlte Oberflache angreifen und verderben. Um daher di-e in einwochiger Arbeit zur Messung vorbereitete Apparatur nicht nach wenigen Stunden wieder offnen zu mussen, ist folgende einfache Einrichtung zur Erneuerung der Legierungs- oberflache get,roffen: Die Kugel k (Fig. 2) wird erneut nach oben gedreht, so daB frische Legierung auf die Schale S flieSt. Ein Uberschulj lauft uber die fruher angegebene Einsenkung im Schalenrand ab, reifit die alte Oberflache unter dem Spalt 1 (Fig. 1) mit sich und schafft so eine neue, wieder gut empfindliche Flache. Um das VersuchsgefaB reinzuhalten, wird die abtropfende Legierung von einem leicht herausnehm- baren Glastrichter g aufgefangen und in den durch Schliff S; angesetzten Rohrstutzen T geleitet, woraus man sie nach Ab- schlul3 der Versuche wieder entnehmen und von neuem verwenden kann. Auf diese Weise lassen sich mitt& eines ge- nugenden V0rrat.s in k sechs bis acht neue Flachen von vollig spiegelnder, lichtele'ktrisch hochempfindlicher Legierung her- stellen, die eine ein- bis zweitagige MeBperiode ermoglichen. Auf mehr als zwei Tage liesen sich die Versuche nie ausdehnen,

1) Quantitative8 hieriibcr vgl. Hughes und Poindexter, Phil. Mag. 50. S. 423. 1925.

1016 F. Wolj

da die durch die NBhe der gasabgebenden Metalle verdorbene Oberflachenkaut wahrend der zweiten Nacht bereits so dicht wird, daI3 sie sich durch neues Ubergieljen am dritten Morgen nicht mehr mitreiljen 18ljt. Man erkennt dann schon mit dem Auge eine deutliche Trubung des Spiegels, und bald entstehen sogar kleine Faltchen am Rand der Oberflache ahnlich denen, die sich in der oxydierten Haut auf flussig gemaclitem Blei ausbilden.

d) Die Opt&. Da es sich nur um das Wellenlangengebiet des selelitiven Effekts von Kalium-Natriumlegierung handelt, genugt die Anwendung gewohnlicher Glasoptik. Im ubrigen ist 'auch hier moglichst auf die Erreichung genugend grofler Intensitaten geachtet.

Fig. 3

Nur die vier hellsten Linien des Quecksilberspektrums von L = 546, 436, 405 und 365 pp bzw. den Schwingungszahlen v = 549, 688, 741 und 822. 10l2 l/sec konnen benutzt werden. Zudem brennt die Quecksilberlampe von Heraeus fur 80 Volt und normal 3,5 Amp. mit doppelter Belastung, also 7 Amp., was durch Kiihlung mittels eines Ventilators moglich wirdl) (vgl. Fig. 3, die wieder in die Ebene von Fig. 1 fsillt). Der Kasten, in dem die Lampe brennt, ist zu cliesem Zweck mit geeigneten abgeblendeten Lochern versehen. Auljerdem tragt er an der Vorderseite eine durch Schnurzug zu offnende Klappe, durch die das Licht seinen Weg zur Vakuumapparatur antritt. Noch innerhalb des Kastens beleuchtet die Queck- silberlampe Z in etwa 30 mm Entfernung einen 13 mm langen Spalt s, dessen Breite stets den groljen Betrag von 1,s mm

1) E. Briiche, Ann. d. Phys. 81. S. 537. 1926.

Uber die Eleliironeiigeschwindigkeiten USW. 1017

behalt. Das von ihm ausgehende Licht wird dnrch eine Kon- vexlinse L, parallel gemacht, in einem 60O-Prisma P spektral zerlegt und gleich dahinter durch ein groBes Ni kolsches Prisma N von 30 mm Nutzoffnung, das genau in die beiden erforderlichen, um 90° verdrehten Stellungen gebracht werden kann, polarisiert. SchlieBlich vereinigt eine zweite Linse L, die Strahlen wieder und entwirft das Spektrum auf einem unmittelbar vor der Glaswand des Versuchsraumes angebrachten Fluoreszenzschirm F , der in geeigneter Hohe mit einem Spalt versehen ist, um eine von clen Linien ins Vakuum auf die Legierungsfliiche auffallen zu lassen. Die Auswahl zwischen den Linien fur die Messungen geschieht durch Hoher- oder Tieferstellen der Linse L,.

Mit einer kleineren als der angegebenen Spaltbreite von s zu arbeiten, erwies sich als unmoglich, da die Elektronen- intensitiit dann allzu klein ausfallt. Aus dem gleichen Grunde ist auch nicht daran zu denken, einen Monochromator oder mit dem einfachen Prisma noch besondere Filter zur Homo- genisierung des Lichts zu verwenden. Immerhin liegen die Linien auf F trotz der groBen Spaltbreite von s noch weit genug auseinander, um ohne gegenseitige Uberdeckung einzeln ver- wandt werden zu konnen. Die Gesamtausdehnung des benutzten Spektrums von 1 = 546 bis 365 ,up betragt auf dem Schirm F etwa 19 mm. Gegen direktes oder auf unerwunschten Wegen reflektiertes Quecksilberlicht wird die MeBenordnung durch groI3e Blendschirme in den Ebenen von s, L, und N geschutzt. AuBerdem ist naturlich Vorsorge gegen alles sonstige falsche Licht getroffen. Ubrigens ermoglichen die Geschwindig- keitsmessungen selbst, das Mitwirken falschen Lichts nach- zuweisen, wie bei einem MeBbeispiel der grunen Linie unter IV. 2 gezeigt wird.

e) Geometrisches. Durch die endliche Ausdehnung der Spalte 1, 2, 3 (Fig. 1) wird die wahre Form der Geschwindig- keitsverteilungskurven etwas gefalscht, doch sind nach den Untersuchungen von Hm. Ramsauer l ) im vorliegenden Fall die Abweichungen von der idealen Form bei der Spalt- ausdehnung Null so geringfugig, daB sie innerhalb der Grenzen der Versuchsfehler liegen und daher vollig vernachliissigt

1 ) C. Ramsauer, Sitzungsber. d. Heidelbergcr Akad. 6. Abhandl. 19. 1914. Kurzer auch Ann. d. Phgs. 45. 8. 961. 1914.

1018 P. woy werden konnen, selbst wenn wir dazu ubergehen, angenaherte Absolutwerte der Geschwindigkeiten abzuleiten. Bei dem Hauptziel der Arbeit, der Vergleichung der Geschwindigkeiten des normalen und des selektiven Effebts, sind die Abweichungen uberhaupt belanglos, da die Messungen in beiden Fallen nur unter vollig gleichen Versuchsbedingungen durchgefuhrt zu sein brauchen, um schon einen bindenden Vergleich zu ermoglichen (vgl. IV. Ende). Wir legen daher nach den Schlussen Hrn. R a m s a u e r s ohne wesentlichen Fehler allen Geschwindigkeits- berechnungen den mitt'leren durch die Spaltoffnungen definierten Kreisradius von 13,75 min zugrunde.

In dem Raum zwischen Legierung L (Fig. 1) und dem Spalt 1 weichen die Elektronenbahnen mehr oder weniger von Kreisen ab, da ja zur Uberwindung der verzogernd wirkenden Kontaktpotentialdifferenz K zwischen Legierung und Spalt 1 eine Beschleunigungsspannung P angelegt werden muB, die gewohnlich zur Sicherheit groBer als Ii gewahlt ist, so daB die Elektronen auf diesem Stuck ihrer Bahn auBer dem Magnet- feld von der Starke €€ Gauss auch noch der elektrischen Be- schleunigungsspannung P-I< Volt unt,erliegen. Man erhalt daher den mitt'leren Winkel, unter dem die Elektronen die Oberflache der Legierung verlassen, dessen Kenntnis von Interesse ist, nicht ohne weiteres durch Verlangerung des durch die Spaltmitten definierten Mittelkreises, sondern wir mussen hier auf die Durchrechnung der Bahn &uf Grund der Differentialgleichungen zuruclrgreifen. Es ist dabei bequem, den Anfangspunkt des Koordinatensystems in den Spalt 1 zu verlegen, die nach unten gerichtete Vert,ikale zur positiven s-Richtnng zu machen und den Vorgang der Elektronen- bewegung sich umgekehrt verlaufend .zu denken, derart , daB da,s Elektron zur Zeit t = 0 in der Richtung der 2-Achse mit der (in Wirklichkeit ma,gnetisch gemessenen) Anfangsgeschwin- digkeit ($ ) f=o= 74, durch den Spalt 1 in den Raum zwischen Spalt und Legiernng eintrit t und dann einerseits durch da.s Magnet'feld H abgelenkt und andererseits durch die entgegen- wirkende Spannung P - K gebremst wird. Die Fig. 4, die einen st'ark vergroBerten Ausschnitt aus Fig. 1 darstellt, ver- anschaulicht diese Verhaltnisse. Unter der einseitig schraffierten Linie ist die Oberflache der Legierung zu verstehen, die infolge grol3er 0berflachenspa.nnung st8nrk gewolbt ist und daher

fjber die Elektroize~zgeschwincliykeiten usw. 1019

an der Austrittsstelle der Elektronen eine Neigung von durchschnittlich 5 0 gegen die Horizontale besitzt. Bezeichnen wir die Abszisse dieser Stelle mit 1, so ergibt sich die elektrische Feldstarke E = ~ - IC * lo8 E.M.E., wirkend in der Richtung negativer z. Unter dieser Festsetzung verlauft die Bewegung

2

Fig. 4

eines von Spalt 1 ausgehenden Elektrons nach den Differential- gleichungen ;

d2 x d ? / m-= - e E - e € l - , d P d t

i (:- = spezifische Ladung

mit den Anfangsbedingungen, da13 fur t = 0 sein soll; z = 0 ;

y = 0;

Die Integration dieser Gleichungen lietert uns die Ge- schwindigkeitskomponenten u, v und die Koordinaten x, y des Elektrons als Funktion der Zeit. Die Bahn wird ein Stuck einer verschlungenen Zykloide, die so im Koordinatensystem lie& wie die in Fig. 4 rechts oben angedeutete Kurve. Der wirklich von den Elektronen zuruckgelegte Bogen ist dabei dicker hervorgehoben. Zur Berechnnng des gesuchten Austritts- winkels - wir wahlen einstweilen bequemerweise den Winkel cc (Fig. 4) zwischen Bahn- und z-Richtung - hat man dann

1020 F. Wolf

zunachst, weim man in x: = 2 ( t ) fur z den Abstand 2 der Legierung einsetzt, eine Bestimmungsgleichung fur diejenige Zeit t , zu der das betrachtete ruckwartslaufende Elektron auf der Legierungsflache ankommt. Mit diesem t braucht man dann nur in 9 = * einzugehen, um sofort den Wert tgct und damit auch das gesuchte tc zu erhalten. Ausfuhrlich geschrieben wird :

d s 24 (t)

I E z + u O 2 P sin + arctg-

e e E a c o s - H t + u , H s i n - H t - E

zco H cos- H t - E s i n e Ht

m Tn _ - d y - tg@ = e d s

Tn r7L

Bei den im folgenden angefuhrten Versuchsreihen sind sowohl die Felder E und H als auch der Abstand 2 der Legierung vom Spalt und der Winkel q~ des einfallenden Lichts gegen die 2-Achse (vgl. Fig. 4) variiert. Im Abschnitt IV, 4 sollen mit Hilfe der hier abgeleiteten Beziehung fur a die interessierenden Winkel zwischen der Elektronenaustrittsrichtung, Oberflache und Lichtrichtung, die den Versuchsbedingungen der einzelnen MeBreihen entsprechen, angegeben werden. Dies ist ubrigens, wie aus der oben entwickelten Berechnung der elektrischen Feldst-kke E folgt, iiberhaupt erst mit der zahlenmaf3igen Kenntnis des Kontaktpotentials R moglich.

Das Elektronieter mu13 mit genugender Empfindlichkeit die Moglichkeit zu raschem Arbeiten ver- binden, um die zeitliche Abnahme der lichtelektrischen Elek- tronenintensitat moglichst auszuschalten. Als geeignet erwies sich hierfiir ein sehr gutes Saitenelektrometer nach L u t z mit Quarzbugel. Die Hilfsspannung lieferte eine Akkumulatoren- Kleinbatterie von 2 * 150 Volt (Schaltung vgl. Fig. 1). Bei den endgultigen Messungen ist die Empfindlichkeit bis auf 700 bis 800 Skt. pro Volt gesteigert, was aber auch die hochst- mogliche Leistung dieses Instruments bei noch einwandfreiem Arbeiten darstellt. Schon in diesem Zustande muB, urn Null- punktwanderungen zu vermeiden, sorgfiiltig auf Temperatur- konstanz geachtet werden. Der Wind des Ventilators hinter der Quecksilberlampe macht hierin besondere Schwierigkeiten. Und Luftdruckschwankungen, wie sie z. B. durch Auf- und

f) Elektronzeter.

Ober die Elektronengeschwindigkeiten usw. 1021

Zumachen einer Tur eintreten, miissen, da sie den Faden bereits erheblich bewegen, streng vermieden werden.

Die Ausschlage des Instruments als Funktion der Auf- ladung weichen in dem benutzten Interval1 so wenig von der Proportionalitat ab, daB man aus den Messungen die spater erwahnten Halbwertsbreiten (vgl. 111) ohne weitere Korrektur entnehmen durfte. Fur den Vergleich der normalen und selektiven Geschwindigkeit ist die Form der Abhangigkeit des Ausschlags von der Ladung wieder uberhaupt belanglos.

111. Die Messnngen nnd ihre Answertnng Wir bezeichnen im folgenden die vier benutzten Wellen-

lhngen der Kurze wegen mit Buchstaben, und zwar bedeute a die Linie von A = 546 pp, b die von A = 436 ,up, c die von L = 405 ,up und d die von L = 365 pp. AuBerdem sol1 der Index s hinter diesen abgekurzten Linienbezeichnungen be- sagen, dal3 der elektrische Vektor des einfallenden polarisierten Lichts in der Einfallsebene schwingt, was dem selektiven Effekt entspricht, dagegen fiigen wir fur die urn 900 gedrehte Lage des elektrischen Vektors im Falle des normalen Effekts den Index n zu.

Nach 11. 1 bestehen die Messungen darin, bei bestimmtem Licht die Mengenverteilung der ausgelosten Elektronen in relativem MaB als Funktion der Lineargeschwindigkeit auf - zunehmen, wobei diese zunachst durch die ihr proportionale Stromstkke J ersetzt werden kann, mit der das Magnetfeld angeregt wird. Weiter mussen Bum Vergleich des selektiven mit dem normalen Effekt solche Verteilungskurven abwechselnd in beiden Hauptlagen des polarisierten Lichts aufgenommen werden. Die Fig. 5 gibt drei solche aufeinanderfolgende Kurven wiederl), wie sie mit dem blauen Licht von A = 436 pp gewonnen wurden. Die Ordinaten sind einfach Elektroineter- ausschlage bei innerhalb jeder Kurve gleichen Belichtungs- zeiten. Die verschiedenen Zeiten sind bei den abgebildeten Kurvenbeispielen jeweils mit angegeben. Um zu zeigen, wie zuverlassig die MeBmethode bei kleinen Intensitaten noch arbeitet, greifen wir in Fig. 6 auch fur die Linie d, die an sich vie1 schwacher ist als b, noch drei sufeinanderfolgende Kurven

1) Hier wie im folgenden i s t oft zu beachten, daB MaBstiibe &us Griinden der P1at)zersparnis abgebrochen sind.

1022 F. Wolf

heraus, aufgenoinnien zu einer Zeit geringer Empfindlichkeit cler Legierung. Nan sieht, in allen Fallen ist es leicht, die zum Maximum der Elektronenemission gehorige Stromstarke J genau zu entnehmen. Mit ihr laat sich dann die diesen Elek-

SM

skj: 5-

4 -

3 -

2 -

7 -

U-

Skt

Fig. 5 Fig. 6

tronen eigene Lineargeschwindigkeit oder, wie es hier stets geschah, auch gleich die der Energie proportionale Volt- geschwindigkeit p ausrechnen, mit der sie im Auffanger an- kommen.

Bei allen Messungen ist sorgfaltig auf Konstanz der ver- wandten Strome usw. geachtet. Die Magnetfelder, deren Strom

Ober die Elektroiiengeschwiiadigkeite~z usw. 1023

aus Akkumulatoren entnommen wird, sind in sehr hohem Grade konstant, ebenso die zur Uberwindung der Kontakt- potentialdifferenz angelegte Beschleunigungsspannung. Der Strom der Quecksilberlampe und damit die Lichtintensitat schwanken in Zeitraumen von Stunden stetig urn hochstens 2 Proz., konnen also innerhalb der Aufnahmezeit einer Kurve ebenfalls als unveriinderlich angesehen werden. Auch die Elektrometerempfindlichkeit, die standig quantitativ uber- wacht wird, andert sich nur langsam in groBeren Zeitraumen, so daB auch sie wahrend der Dnrchmessung einer Kurve als konstant gelten kann. Die Belichtungszeiten bei der Gewinnung der Einzelpunkte jeder Kurve sind unter sich gleich und, um rascher zu arbeiten, nach Moglichkeit klein gewahlt, doch immer noch so, daB der Elektrometerausschlag nicht gar zu klein ausfallt. Sie schwanken zwischen mindestens 15 Sek. und hochstens 60 Sek. Die Dauer der Aufnahme einer Kurve betragt dann je nach der GroBe der ausgelosten Elektronen- menge zwischen 4 und 12 Minuten.

Innerhalb dieser Zeit ist trotz der unter 11. 2. c) angegebenen MaBnahmen fur die Behandlung der Legierung oft eine merkliche Abnahme der lichtelektrischen Empfindlichkeit zu beobachten, die man daran erkennt, daB die Messung bei ein +und dereelben Kurvenabszisse, also bei gleichem Magnet- feld, mit fortschreitender Zeit zu immer kleineren Elektronen- mengen fuhrt. Die Fig. 7 zeigt eine solche Abnahme der Menge bei festgehaltenem Feld wahrend der Dauer von fast 2 Stunden als Funktion der Zeit. Die Belichtungszeit ist fur alle Punkte auf 60 Sek. reduziert. Die Punkte x entsprechen dabei dem selektiven, die Punkte 44 dem normalen Effekt.

Die Folge dieser Empfindlichkeitsabnahme ist, daB auch die innerhalb einer Geschwindigkeitsverteilungskurve mit verschiedenen Magnetfeldern nacheinander aufgenommenen Mengen unmittelbar ein falsches Kurvenbild ergeben konnen, da diese Abnahme zunachst unbenierlit in die MeBwerte eingeht und dadurch die Lage des gesuchten Mengenmaximums mehr oder weniger verschieben kann. Diesem Fehler ist dadurclz be- gegnet, daB bei allen Messungen die Menge bei ein und demselben Magnetfeld moglichst in der Nahe des Mengenmaximunis mindestens zweimal, vielfach auch ofter bestimmt wird. Aus der bei solchen Vergleichemerten beobachteten Empfindlich-

1024 F. Wolf

keitsabnahnie lassen sich dann durch zeitlich lineare Inter- polation fur die bei anderen Magnetfeldern inzwischen gemessenen Mengen Faktoren berechnen, mittels deren man alle MeBwerte auf die gleiche lichtelektrische Empfindlichkeit reduziert. Bei kurzerer Dauer der Aufnahme einer Kurve fBllt die zeitliche Abnahme der Enipfindlichkeit freilich meist SO gering aus, daI3 sich die Lage des Kurvenmaximums mit und ohne Korrektion uberhaupt nicht unterscheidet. Die Durchfuhrung der Reduktion auf konstante Empfindlichkeit konnte daher auE die selteneren Fallen beschrankt werden, wo die Abnahme

Fig. 7

ungewohnlich rasch erfolgte. Eine gelegentliche Zunahme der Empfindlichkeit ist ganz entsprechend behandelt.

Nachdem die Lage des Kurvenmaximums auf diese Weise festgestellt ist, berechnet man leicht die zugehorige End- geschwindigkeit p der aufgefangenen Elektronen in Volt. Diese Endgeschwindigkeit ist das Ergebnis folgender Vorgange : Das Elektron verlBI3t die Oberflache der Legierung zunachst mit einer anderen, wahren Austrittsgeschwindigkeit p , Volt, wird d a m durch die Kontaktpotentialdifferenz K zwischen Legierung und Messing gebremst und andererseits durch die zu ihrer Kompensation angelegte Spannung P beschleunigt. Es besteht demnach die Gleichung: p = p , - K + P Volt. Hierin ist nur p durch Versuch bestimmt und P mit dem Voltmgsser gemessen. Wir konnen also aus diesen Versuchen nicht die wahre Aus-


trittsgeschwindigkeit po selbst, sondern hochstens die um das Kontaktpotential verkleinerte Austrittsgeschwindigkeit, also die Differenz p o - K bestimmen. Zur Berechnung von p o gehoren noch gesonderte Versuche zur Ermittelung der Kon- taktpotentialdifferenz K.

Die Hauptaufgabe der Arbeit ist nun aber doch der Ver- gleich der selektiven mit den normalen Geschwindigkeiten. Hierzu genugt es tatsachlich auch, die gemessenen End- geschwindigkeiten p zu vergleichen, wenn nur die Elektronen in den verschiedenen Fallen derselben Beschleunigungsspan- nung P unterworfen werden. Denn da man auch K wenigstens annahernd als Konstante betrachten kann, so unterscheiden sich p und po immer nur urn die fur die zu vergleichenden Falle selbe additive Konstante P - X, und diese fallt beim Vergleich heraus. Die gestellte Aufgabe 18Bt sich also uberhaupt ohne die Kenntnis des Zahlenwertes von K losen, das Ergebnis ist - die Konstanz von X vorausgesetzt - unabhangig von irgendwelchen Unsicherheiten, die eine Bestimmung von K mit sich bringen konnte. Wir fihren den Wert des Kontaktpotentials, obwohl er gemessen wurde, hier zum Ge- schwindigkeitsvergleich einstweilen uberhaupt nicht ein, sondern vergleichen einfach die p-Werte bei konstant gehaltener Be- schleunigungsspannung P.

In den Figg. 8-10 sind drei der bestgelungenen, auf die beschriebene Art ausgewertete MeBreihen wiedergegeben, die wir kurz mit I, 11, I11 bezeichnen. Abszisse ist die Zeit der Beobachtung, Ordinate die magnetisch gemessene Endgeschwin- digkeit p in Volt des aufgenommenen Mengenmaximums. Im einzelnen sind die Punkte bei Bestrahlung mit verschiedenen Wellenlangen sowie fur die beiden lichtelektrischen Effekte folgendermaBen unterschieden :

Selektiver Effekt Nomaler Effekt Bestrahlung mit Linie a , . . f %3

19 1 9 , , b . . . X 8 9 , I, V C . . . A @ n i t s > d - * * Y (3

Die Reihe I erstreckt sich uber einen Tag, If und I11 sind mit einer einzigen Legierungsfullung an zwei aufeinander- folgenden Tagen gewonnen. Der erstmalige AufguB bzw. jede Erneuerung der Legierung durch Uberlaufenlassen ist durch einen Pfeil angedeutet. Bei Reihe I ist auBerdem um 15 Uhr

Annalen der Phyik. 1V. Folge. 83. 67

1026 F. Wolf

Y@ Y

Y

A A x & . @ , X X

8 X x x )tax x * 8

+ &

Reihe I A Beihe I B gemessen mit P = 2,5 Volt LP = 3,5 Volt

hier umgerechnet auf P = 3,5 Volt Fig. 8

Reihe 111. P 5 3,5 Volt Fig. 10


die Beschleunigungsspannung von 2,5 auf 3,5 Volt erhoht, weshalb die Teilreihen I A und I B unterschieden werden. Um- auch die MeBpunkte dieser beiden Teile noch miteinander vergleichbar zu machen, sind siimtliche Ordinaten von I A um 1 Volt vergroBert, also auf dieselbe Beschleunigungsspannung von 3,5 Volt wie bei I B reduziert. Die jeweils angewandten Beschleunigungsspannungen sind ubrigens bei allen abgebildeten MeBreihen selbst mit angegeben. Die Fig. 11 zeigt noch

p rn# 4 1 4Y

Reihe XY. P = 2,2 volt ItsiheV. P=2,2 Volt Fig. 11

unter IV und V zwei mit einem einzigen Legierungsvorrat an einem Tag unter besonders stark variierten Bedingungen ge- wonnene Erghzungsreihen. IV bezieht sich nur auf das blaue Licht der Linie b, V dagegen auf spektral unzerlegtes Queck- silberlicht, das nur durch ein Wrattenfilter geht, wobei violettes Licht teilweise, ultraviolettes dagegen ganzlich ausgeschaltet wird, so daB, abgesehen von der schwachen griinen Einwirkung, ebenfalls im wesentlichen die blaue Linie ubrigbleibt. Wir stellen die Bedingungen, unter denen die verschiedenen Reihen im einzelnen durchgefuhrt sind, in Tab. 1 ubersichtlich zusammen.

Tabelle 1 Be-

reihe

I11 70° 770 nur blau

weil3 mit Filter

Zur Ergiinzung der Schaubilder bringen die Tabb. 2 und 3 auch nooh die Zahlendaten fur die beiden groBten Reihen I1

67 *

F. Wolf

Tabel le 2

0958 1007 1021 1056 1102 1115 1214 1223 1236 1251 1303 1314 1327 1336 1345 1453 1504 1514 1538 1549 1614 1630 1642 1706 1749 1802 1816 1824 1844 1952 2032 2039 2050 2055 2105 2110 2124 2131 2141 2148 2204 2216 2225

I 1 0,540 540 540 523 522 528 485 468 484 478 486 473 484 467 484 42 1 41 8 423 420 430 505 505 504 503 535 523 533 522 523 565 513 518 513 512 521 517 512 512 512 483 565 562 564

2, Volt

2,O3,

2,03, 1,918 1,905 1,95 1,64 1,53 1,64 1,60 1,65

1,64 1,52 1,64 1,23, 1,22 1,25 1,23 1,29 1,78 1,78 1,775 1,77 2,oo 1,91 1,98, 1,90 1,98, 2,23 1,84 1,87 1,84 1,53 1,89 1,87 1,83 1,83 1,83 1,63 2,23 2,21 2,22

2,035

1,565

M,: Mn H B volt

0,85 0,58 1,16 0,62 0.82 0,64 0,48 0,78 0,49 @,70 0,43 0.75 0,49 0,77 0,54 0,26 0,28 0,29 0,41 0,51 0,36 0,53 0,41 0,47 0,63 0,73 0,64 0,69 0,71 0,99 0,46 0,62 0,59 0,70 0.59 0.70 0,64 0,79 0,64 0,54 0,77 0.67 0.80

und 111. J , ist die Starke des Stromes in Amp., der die magnetische Ablenkung besorgt, fur das Maximum der Ver- teilungskurven, p bedeutet die zugehorige Voltgesohwindigkeit. AuBerdem ist unter M s : M , das jeweilige Mengenverhiiltnis

uber die Elektronengeschwindigkeiten usw. 1029

Zeit h m

1030 1050 1100 1117 1122 1131 1227 1232 1245 1251 1305 1310 1324 1342 1347 1401 1408 1418 1618 1626 1640 1654 1702 1715 1729 1742 1754 1809 1820 1834 1840 1852

Linie

zwischen selektivern

Tabelle 3

Jm Amp.

0,576 566 580 503 506 500 510 517 510 520 51 1 512 512 489 490 497 496 494 563 563 560 518 51 1 518 509 506 510 510 508 510 517 512

P Volt

2,32 2,24 2,35 1,77 1,79 1,75

1,87

1,89 I,82 1,83 1,83 1,67 1,68 1,725 1,72 1,75 2,21 2,21 2,19 1,88 1,81 1,87 1,81 1,79

1 3 1 5

1,815

M I 5

1,80,

1,87 133

1,816

1,816

HB Volt

0,82 0,61 0,80 0,43 0,60 0,48 0,61 0,74 0,56 0,72 0,59 0,65 0,60 0,50 0,62 0,47 0,73 0,49 0,85 0,63 0,92 0,59 0,88 0,66 0,49 0,59 0,48 0,71 0,42 0,46 0,60 0,45

und normalem Effekt eingetragen. Zu seiner Berechnung sind die maximalen Elektrometerausschkge der Einzelburven mniichst alle auf dieselbe Belichtungszeit reduziert. Sodann ist jeweils aus den beiden selektiven Mes- sungen, die eine normale zeitlich einschlieaen, das Mittel genommen, und dieses Mittel, dividiert durch den reduxierten Elektrometerausschlag des normalen Effekts, gibt den Quo- tienten M,: M,. Die unter H B eingetragenen Zahlen endlich bedeuten die Halbwertsbreite in Volt. Wir verstehen darunter ein Ma13 fiir die Ausdehnung des Geschwindigkeitsbereichs, innerhalb dessen die Elektronenbewegung sich hauptsiichlich ab- spielt. Bedeuten J1 und J2 die experimentell gefundenen

1030 F. Wolj

Stromstarken fur diejenigen Ordinaten beim Anstieg und beim Abstieg der Verteilungskurve, die gleich dem halben Maximum sind, und ergeben sich hieraus rechnerisch die zugehorigen Volt- geschwindigkeiten p , und p,, so wird einfach H B = p , - pl.

uberblickt man diese ganze Zusammenstellung der Er- gebnisse, so sieht man zunachst, daB die Elektronenrnengen im Falle des normalen bzw. des selektiven Effekts sich ganz erheblich unterscheiden (M, M,,). Trotz dieser Verschiedenheit fallen aber bei Bestrahlung nit Licht von gleicher Frequenz in allen Fiillen die gemessenen Elektronengeschwindigkeiten beider Effekte fast vollig zusammen. Die Energie der Elek- tronen scheint demnach beim selektiven Effekt ganz in der gleiohen Weise von der Schwingungszahl des eingestrahlten Lichts abzuhangen wie beim normalen. Jedoch bevor man dies als sicheres Ergebnis aussprechen darf, muB noch der Nachweis erbracht werden, daB die MeBanordnung wirklich einwandfrei arbeitet, und daB Fehlerquellen, wo sie vorhanden sind, ohne falschenden EinfluB auf die Resultate bleiben.

IV. Fehlerquellen und Korrekturen

In den vorangehenden Abschnitten sind bereits im Zu- sarnmenhang mit der Versuchsanordnung und der Adage der Messungen einige fehlerhafte Einflusse besprochen und ihre Unschiidlichkeit bzw. ihre Beseitigung aus den Ergebnissen gezeigt worden. Hier sollen nun einmal alle weiteren wirklich vorhandenen Fehlerquellen auseinandergesetzt und ihr EinfluB auf die Messungen abgeschatzt werden. Gleichzeitig aber be- sprechen wir, um die Beweiskraft der Untersuchung zu heben, noch eine Reihe sonstiger Moglichkeiten, die zu Falschungen AnlaB gegeben haben konnten, und zeigen, daIj die Versuchs- bedingungen gunstig und vorsichtig genug gewahlt waren, urn derartige Fehler in Wirklichkeit von vornherein zu vermeiden.

1. Reinheit dee eelektiven Effekte

Selbst wenn die in 11. 1 als notwendig aufgestellte Forde- rung sehr groBer Verschiedenheit der Mengen beim normalen nnd selektiven Effekt durchaus erfullt ist, so geben die unter parallel der Einfallsebene schwingendem Licht, d. h. in der Stellung s ausgelosten, Elektronen streng genommen nicht die reine selektive Geschwindigkeit an, sondern eine Ubereinander-


lagerung von normaler und selektiver Geschwindigkeit . Denn nach den Mengenmessungen der Herren Poh l und Prings- heiml) tritt der normale Effekt bei jeder Orientierung des elektrischen Vektors, also auch im vorliegenden Falle auf. Man muBte demnach von allen selektiven Verteilungskurven erst die Ordinaten der gleichzeitig gemessenen normalen Kurven abziehen, um die selektive Geschwindigkeit rein zu erhalten. Jedoch erkennt man sofort, daB dadurch die Lage des selektiven Maximums so gut wie gar nicht geandert wurde. Denn erstens verschwinden nach Tabb. 2 und 3, Spalte M,: M,, die normalen Ausschlage fast ganzlich gegenuber den selektiven, und zweitens fallen naoh den Figg. 8-11 die Maxima der normalen und selektiven Geschwindigkeitsverteilungskurven uberhaupt annahernd zusammen. Man kann daher von einer solchen Korrektion absehen.

2. Reinheit des Lichts

Das Mitwirken falschen Lichts wird von den MeBergebnissen selbst angezeigt. Die Fig. 12 gibt eine Verteilungskurve wieder, bei der auBer grunem Licht (a ) noch Spuren des blauen Lichts ( b )

I

OL 44 & , 42 ,& ,h ,& ,58Amp Fig. 12

auf die Legierungsflache einwirken. Man erkennt deutlich die diesen beiden Wellenlangen zugehorigen Maxima. Derartige Kurven sind in der Weise ausgewertet, daB unmittelbar nach ihrer Aufnahme auch die Verteilung bei reinem blauen Licht allein gemessen wurde. Reduziert man dann die Ordinaten

1) Z. B. R. Pohl und P. Pringsheim, Verh. d. Deutschen Phys. Gea. 12. S. 216. 1910.

1032 F. Wolf

dieser reinen blauen Kurven auf die kleineren des blauen Teiles der gemischten, so kann man einfach die falschende blaue Kurve von der gefalschten Kurve der Fig. 12 die blau + grun enthalt, subtrahieren, um die Verteilung bei grunem Licht rein zu erhalten. Es zeigt sich dabei, daB die Abszisse des grunen Maximums durch die Uberlagerung der blauen Kurve uberhaupt nicht geandert wird, daB man also sogar ohne diese Reduktion zu richtigen Werten kame.

Dieser Fall einer Storung ist ubrigens nur an drei nacheinander gemessenen Kurven bei der grunen Linie beobachtet. Trotz zahlreicher Einflusse, die an sich eine Einwirkung falschen Lichts moglich machen konnten, gelang es sonst immer, derartige Fehler zu vermeiden. Von solchen Moglichkeiten einer Storung sind folgende hervorzuheben: ,

a) Die groBe Oberflachenspannung der flussigen Legierung bringt es mit sich, daB die lichtempfindliche Flsche vielfach und in ziemlich unkontrollierbarer Weise ihren Abstand von Spalt 1 andert. Die Zahlen fur 7, in Tab. 1 konnen daher auch nur als angenaherte Mittelwerte gelten. Bei jedem neuen UberflieBenlassen der Legierung namlich ist es ein volliges Zufallsergebnis, wann das Herabtropfen der Legierung uber die Einsenkung im Schalenrand aufhort, und es bleibt bald eine groBere, bald eine kleinere Flussigkeitsmenge in der Schale S zuruck, was gleichzeitig eine Hebung oder Senkung der Oberflache bedeutet . Ja selbst innerhalb einer TeilmeB- reihe an ein und derselben Oberflache treten solche Niveau- schwankungen bei Erschutterungen der Apparatur leicht auf, indem dabei entweder noch ein Teil der hochgewolbten Legie- rung von der Schale abflieBt, oder aber ihre Menge noch ver- groBert wird, wenn aus dem Zuleitungsrohr 2 (Fig. 2), in dem immer noch ein Rest von Legierung hangen bleibt, noch etwas auf die Schale heruntertropft. Beim Ubergang von einer Quecksilberlinie zur andern, also beim Verstellen des Spek- trums durch Heben oder Senken der Linse L, (Fig. 3), sind kleine Erschutterungen unvermeidbar, und in solchen Augen- blicken fanden auch besonders leicht Niveauschwankungen statt, die wir spater noch aus den MeBreihen herauslesen werden.

Fur die optische Anordnung haben sie zunachst zur Folge, daB die sehr flach auf die Oberflache projizierten Spektral-

linien stark unter dem Spalt 1 hin und her riicken (nach rechts oder links in Fig. l), und man mu6 deshalb den Strahlengang samt dem au13erhalb des GlasgefaBes angebrachten geschlitzten Schirm F (Fig. 3) recht oft heben oder senken, um iiberhaupt Elektronen in die MeBeinrichtung zu bekommen. Mit dem Auge lakit sich dabei gar nichts einstellen, da man auf der vollig spiegelnden Legierung von den allein zugtinglichen Seiten her nicht die geringste Spur von auffallendem Licht erkennen kann. Die richtige Einstellung 1aBt sich uberhaupt nur auf elektrischem W-eg durch unmittelbare Beobachtung der Lichtwirkung auf das Elektrometer erreichen. Da hierbei immer grokie Eile erforderlich ist, liegt die Moglichkeit ge- legentlichen Miteindringens falschen Lichts immerhin nahe.

b) Ganz ahnlich bewirkt das Nikol beim Ubergang vom normalen zum selektiven Effekt eine kleine Parallelversohiebung der Lichtstrahlen, wodurch die Spektrallinien ebenfalls auf der Legierungsfltiche etwas hin und her riicken. Da der auBen angebrachte Spalt F bei diesen Anderungen immer fest stehen bleibt, so mu13 er von vornherein mit groBer Sorgfalt so ein- gestellt werden, daB bei solchen Linienverschiebungen kein falsches Licht mit eindringt.

Am gefahrlichsten bezuglich dieser beiden angefuhrten Moglichkeiten ist die grol3e Nachbarschaft der Liden b und G.

Jedoch zeigt bei der aufgewandten Vorsicht keine von allen nit Linie b oder c aufgenommenen endgultigen Kurven ein Doppelmaximum, wie wir es bei Linie a sahen. Auch die Halbwertsbreiten (vgl. Tabb. 2 und 3, Spalte H B ) lassen niemals, auch nicht in einigen verdachtigen Fallen eine wesentliche VergroBerung erkennen, die bei Ubereinanderlagerung der b- und c-Kurven zweifellos auftreten miikite.

Ebenso liegen keine Anzeichen vor, daB die Messungen rnit Linie d durch falsches Licht gestort wurden.

3. Kontaktpotentialdifferenz

Eine ganz wesentliche Veranderung erfahren die wahren Elektronenanfangsgeschwindigkeiten p,, durch die Kontakt- potentialdifferenz zwischen der Legierung und dem Messing der MeBeinrichtung. Wiire auf die Gewinnung absoluter Ge- schwindigkeiten Wert gelegt, so hatte man eine Anordnung treffen mussen, die gestattete, mit den Geschwindigkeits-

f034 F. wolf

messungen gleichzeitig sttindig das Kontaktpotential zu bestimmen. Bei der vorliegenden Aufgabestellung, dem Vergleich der selektiven Geschwindigkeit mit der normalen, ist die Kenntnis der Kontaktpotentialdifferenz aber an sich belanglos. Wir brauchen ihren Wert nur dann, wenn wir uns ein Bild von der GroBe der Winkel verschaffen wollen, unter denen die Elektronen in den einzelnen Fallen die Legierungsfliiche verlassen (vgl. 11. 2. e). AuBerdem ist es fur den Vergleich der

Die zum Evakuieren dienende Glsshiille ist der fl'bersicht wegen fortgelassen

Fig. 13

Geschwindigkeiten von Interesse zu wissen, in welchem MaB das Kontaktpotential moglicherweise in kurzen Zeitabstanden schwankt und dadurch den Vergleich rasch nacheinander ge- messener Geschwindigkeitswerte stort. Man konnte sich daher darauf beschranken, GroBe und zeitliche Variation dieses Ein- flusses in einer einfachen besooderen Anordnung getrennt von den Geschwindigkeitsmessungen qualitativ zu untersuchen.

a) Nefleinrichtung. Es wird das zuerst von H. Pel la t l ) benutzte, sehr bequeme Kompensationsverfahren angewandt,

1) H. Pellat, Ann. Chim. Phys. 24. S. 1. 1881, eine Methode, von der ubrigens 1898 Lord Kelvin angibt,, sie schon fruher gefunden zu haben (Phil. Mag. 46. S. 82. 1898).

Uber d ie Ele7ctronengeschwindigkeitelt uszo. 1035

bei dem die Kontaktpotentialdifferenz zwischen zwei Kon- densatorplatten aus den betreffenden Metallen durch eine me& bare Hilfsspannung aufgehoben wird, so daB ein angelegtes Elektrometer bei h d e r u n g des Plattenabstandes ungeladen bleibt. Die Kontaktpotentialdifferenz ist dann einfach ent- gegengesetzt gleich der angelegten Hilfsspannung.

Die Durchfiihrung dieses Prinzips im vorliegenden Fall zeigt die schematische Fig. 13. Alle elektrostatisch wichtigen Teile sind wieder aus Messing gearbeitet. In einem Rohr derselben Weite wie bei der Hauptanordnung 1aBt sich der Rahmen R, der an einer langen Stange den Eisenzylinder 2 tragt, leicht herauf und herunter schieben. Seine Bewegung ist durch zwei Anschlage auf eine Strecke von 38mm beschrankt. Am unteren Ende von R ist, gut durch Bernstein isoliert, die Platte P befestigt, die die eine, bewegliche Elektrode des Kondensators bildet. Sie wurde aus der gleichen Messing- tafel gearbeitet wie der Deckel D von Fig. 1 und auch in der Reinigung peinlich genau so behandelt wie dieser. Die andere unbewegliche Elektrode wird durch die Legierung dargestellt. Diese ruht wie bei den Hauptversuchen in der isoliert angebrachten Schale S und wird zuvor mittels der gleichen Glae- anordnung wie fruher durch das ZufluSrohr x und dann noch durch einen als elektrostatischen Schutz gegen das Glas dienenden gebogenen Messingtrichter T eingefullt. Der Ab- stand zwischen der Legierung und P betxagt in der gesenkten Stellung hochstens 1 mm. P ist durch eine stark dehnbare Messingspirale mit der festen Elektrometerleitung verbunden, alle ubrigen Metallteile mit Ausna,hme der Schale S sind sorgfaltig geerdet. Selbst die Bernsteine mussen mit Messing ver- kapselt werden, da die auf ihnen oft sitzenden Ladungen sonst Storungen verursachen. Der Eisenzylinder 2 bewegt sich in einem Rohransatz des VakuumgefaBes, fiber den von aul3en eine kraftige Spule gesteckt ist. Diese 1aBt sich durch den gleichen Handgriff erregen und an einem Schnurzug hochheben nnd bewirkt dadurch eine sanfte Bewegung der Teile R und P im Vakuum.

Eine Messung geht nun so vor sich, daS man bei geerdetem Elektrometer die Messingplatte P hochhebt, dann enterdet, die Platte wieder senkt und nun mittels der am Fig. 12 er- sichtlichen Potentiometerschaltung die Legierung so weit

1036 F. Wolf

negativ ladt, bis ihr positives Potential gegenuber dem Messing kompensiert ist, tind das Elektrometer keinen Ausschlag gegenuber seinem geerdeten Zustand anzeigt. Das Voltmeter V gibt dann sofort den Zahlenwert des Kontaktpotentials an. Das Mefiverfahren ist also auBerordentlich handlich und zudem vor allem wegen der mit dem Elektrometer angewandten Nullmethode, sehr zuverlassig. Zu seiner Erprobung wurden die Kontaktpotentialdifferenzen Messing-Kupfer und Messing- Zink mehrfach durch je 12 Einzelmessungen bestimmt. Bei der am schlechtesten ausgefallenen Reihe betrug der mittlere Fehler einer Einzelbeobachtung nur 0,0052 Volt.

b) Ergeblzisse. In Fig. 14 ist eine iiber nahezu drei Stunden erstreckte MeBreihe wiedergegeben. Abszisse ist die Beob-

Y X ' 1

Fig. 14

achtungszeit, Ordinate das Kontaktpotential : K-Na-Legierung- Messing. Der Pfeil am Anfang bedeutet den Zeitpunkt des Einfullens der Legierung in die Schale. Die Vorbereitung der Legierung sowie alle sonstigen apparativen Mafinahmen wie Trocknung, Kiihlung, Giite des Vakuums usw. sind den Ver- haltnissen bei den Geschwindigkeitsmessungen moglichst genau angeglichen. Die benutzte Legierung entstammt demselben


Vorrat, mit dem auch alle in den Figg. 8-11 aufgefuhrten Messungen angestellt sind.

Man erkennt in dem Schaubild zunachst am Anfang einen sehr starken Anstieg, der aber nach wenigen Minuten rasch flacher wird.1) Dann soheint die Kurve sich asymptotisch einem Hochstwert zu nahern. DaB sie dies wirklich tut, geht aus einer ziemlich zu Anfang der ganzen Untersuchungen auf- genomnienen Kurve hervor, die sich iiber die Zeit von vier Wochen erstreckt. Auch in dieser langen Zeit stieg das Kontakt- potential - offenbar infolge der Einwirkung von Luft- und Dampfresten - standig ahnlich wie in der Figur an, jedoch in der letzten Zeit schon auf3erst flach. Wir sehen von der Wiedergabe dieser alten Kurve ab, da ihre Ordinaten infolge einer sehr vie1 primitiveren Herstellungsweise der Legierung wesentlich von den hier gultigen Werten abweichen. Be- merkenswert ist nur noch, daB jedesmal, wenn das Vakuum durch mehrstiindiges Pumpen (Stufenstrahlpumpe von Hanf f & Buest) wieder verbessert wurde, die Kurve des Kontakt- potentials eine kleine Einsenkung von durchschnittlich 0,05 Volt erlitt, die nach wenigen Stunden wieder verschwand.

Abgesehen von dem allgemeinen Anstieg zeigt die Fig. 14 fortgesetzte unregelmaBige Schwankungen des Kontaktpoten- tials, die bis fast 0,l Volt betragen. Diese Werte liegen sehr weit oberhalb der MeBgenauigkeit, die den oben angefuhrten mittleren Fehler von & 0,0052 Volt wohl nur um wenig ubertreffen durfte. Die Schwankungen mussen daher als durchaus reell angesehen werden, bedingt durch irgendwelche Verande- rungen in der Oberflache der Legierung, und man muB nit ihrem Vorhandensein beim Vergleich der Geschwindigkeiten rechnen.

1) Nebenbei sei bemerkt, daB bei dieser wie bei der weiter unten er- wiihnten iilteren Kurve jedesmal ganz zu Anfang sofort nach EingieBen der Legierung eine starke Aufladung des Elektrometers zu beobachten war, wenn man es enterdete, obwohl der Versuchsraum sorgfiiltig gegen Licht geschutzt war. Es handelt sich hier offenbar um Elektronen, die &us der ganz frischen Oberfliiche in groder Menge von selbst austreten. Der Elektronenstrom nahm dann jedesmal mit der Zeit rasch ab, und nach etwa 5 Minuten konnte mit der ersten Kontaktpotentialmessung begonnen werden, anfiinglich unter Korrektur des schwachen Ganges, den das Nektrometer dann noch durch diese Dunkelelektronen erfuhr. Nach weiteren 5 Minuten war ihr EinfluB vollig verschwunden.

1038 F. Wolf

Es ist ubrigens klar, dal3 die ganze Kurve 14 nur als ein Einzelbeispiel fur das Verhalten des Kontaktpotentials gelten kann, aber mehr brauchen wir auch nicht. Wie es auch die schon erwahnte alte Kurve tut, so wurden neue Messungen in den Einzelheiten von Ma1 zu Ma1 infolge kleiner zufalliger Verschiedenheiten der Versuchsbedingungen von Kurve 14 abweichen, und man mu8 annehmen, da.13 auch der Verlauf des Kontaktpotentials wahrend der Geschwindigkeitsmessungen von I11 selbst durch die Kurve 14 nur annahernd wiedergegeben wird. Allem Anschein nach ging dort der Anstieg nicht so steil vor sich, sonst mii8te man in den p-Werten der Reihen I bis V eine deutlichere Abnahme n i t der Zeit finden.

4. Winkel

Zur Berechnung der Austrittsrichtung der Elektronen aus der Legierungsoberflache nach den Ansatzen von 11. 2. e) brauchen wir einen Zahlenwert fur das Kontaktpotential. Bei dessen groi3er Veranderlichkeit hat es naturlich nur Sinn, einen mittleren Rer t herauszugreifen, der die Verhaltnisse zur Zeit der Geschwindigkeitsmessungen moglichst angenahert wiedergibt. Eine untere Grenze fur diesen Wert konnen wir aus den Wertenp der Reihen I bis I11 selbst entnehmen. Es ist namlich sicher, da13 auch die durch die grune Linie a ausgelosten Elektronen noch eine, wenn auch kleine, von Null versclziedene Austrittsgeschwindigkeit p , besitzen mussen. Das bedeutet nach der Zusammensetzung der fur Grun zwischen 1,29 und 1,08 Volt schwankenden Werte p aus po - K + P ( P = 3,5 Volt), da13 das Kontaktpotential K = p, + P - p bei diesen Messungen grol3er als 2,21 bis 2,42 Volt, also im Mittel groBer als 2,32 Volt gewesen sein muB. Unter Annahme eines kleinen po von nur einigen Hunderteln eines Volt ergibt sich danach etwa K = 2,4 Volt, was mit dem mittleren Ordi- natenwert der Kurve 14 in gutem Einklang steht. Wir legen demnach allen folgenden Betrachtungen als Mittelwert des Kontaktpotentials diesen Betrag K = 2,4 Volt zugrunde.

Jetzt gestaltet sich die zahlenmal3ige Ausrechnung des fruher definierten Winkels a folgendermakien : Wir fassen in den Reihen I bis IV nach MaSgabe der Tab. 1 alle unter gleichen Bedingungen angestellten Beobachtungen zu Gruppen zusammen und berechnen innerhalb jeder Gruppe fur jede der

Uber die Ebktrolzerzgeschwindig7ceifelz usw. 1039

vier Elektronenendgeschwindigkeiten, die den Linien a, b, c, d entsprechen, durch Mittelbildung einen Durchschnittswert p . Aus diesem ergibt sich dann leicht das fur die Rechnung notige Magnetfeld H und die- lineare Geschwindigkeit u,, . Das elektrische Feld E ist mit der Kenntnis von K ebenfalls nach 11. 2. e) berechenbar. Damit 1aBt sich dann die frulier skizeiert.e Berechnung von tc ohne Schwierigkeit durchfuhren. Man gelangt zu den Werten der folgenden Tab. 4. In dieser Bind noch eine Reihe weiterer Winkel angegeben, die die geo-

--.. 4" , ___----

Fig. 15

metrischen Verhaltnisse bei den verschiedenen Versuchen im einzelnen beleuchten. Ihre Bedeutung geht aus der Fig. 15 und den hlgenden Abkiirzungen hervor: Es ist

2 = Richtung des Lichts, 0: = dessen elektrisoher Vektor im Falle des selektiven

% = Austrittsrichtung der zur Messung gelangenden Elek-

% = Normale der Legierungsoberflaohe.

Effekts,

tronen,

Wegen der Neigung der Legierunggoberflache urn 50 gegen die Horizontalebene wird

+ ( 8 , % ) ~ ~ p - 5 ' 9 + ( Q , % ) = 9 5 ' - ~ , +(g,%)=a-5' , * ~ a [ , ~ ) = Q O 0 - f p + f a .

1040 F. wolf

Tabelle 4

Reihe: 1 I A 1 IB, 11, I11 \ IV \ V

- . - I

L i n i e : I a I b / c l d / a

36,8O 28J0 127,70 /27,10 I - (i, B) 155,8O 148,1° /47,'i0 !47,1° 1 - Q (a, 8) 30,8O 2391' 22J0 2291' -

, b / c I d j b l - -

Der Winkel a fur die Reihe V mit nur gefiltertem Licht ist nicht unmittelbar berechnet, sondern in Annaherung dem von IV gleichgesetzt. Ferner ergibt die Rechnung bei den Reihen I B , I1 und I11 fur die Linie a gerade eben einen imaginaren Winkel. Das heiBt, in diesen Fallen konnen unter den zur Berechnung gemachten Annahmen keine von der Legierung ausgehenden Elektronen mehr den Spalt 1 senkrecht durchsetzen. Die berechnete, senkrecht dwch Spalt 1 gehende Zykloide kehrt schon in dem Zwischenraum zwisohen Spalt und Legierung um, ohne diese selbst zu treffen, wie es die gestrichelte Kurve in der stark ubertriebenen Fig. 16 andeutet.

Wenn im Auffaiiger dennoch Elektronen ankamen, so ist einmal zu beachten, daB die Annahmen fur die Reohnung p gegeniiber der Wirklichkeit mehrfach idealisiert waren. AuBerdem treten ja

.--* wegen der endlichen Ausdehnung der , I Spalte immer Elektronen in einem ge- Fig. 16 wissen um den senkrechten Durohgang

streuenden Bereich von Winkeln in die MeBeinrichtung ein (vgl. die ausgezogene Kurve der Fig. 16). Immerhin mu13 man annehmen, dai3 der Austritt aus der Legierung bei diesen Versuchen streifend erfolgte.

Im ganzen zeigt die Tab. 4, da13 die geometrischen Ver- haltnisse fur die bei den verschiedenen Versuchen ausgelosten Elektronen weitgehend variieren. Der Elektronenaustritt aus der OberflSche der Legierung erfolgt unter Winkeln (8, 8) gegen die Flachennormale, die zwischen 9,9 und 90° schwanken. Die Fdle erstrecken sich also von fast senkrechtem bis zu streifendem Austritt. AuBerdem ist irn Palle des selektiven

-

Ober die Elektronengeschwindigkeiten usw. 1041

Effekts die Lage des elektrischen Vektors, den man ja hierbei fur den Elektronenaustritt verantwortlich macht, gegenuber der Richtung der ausgelosten Elektronen von besonderem Interesse. Der hierfur mafigebende Winkel (a, 6) schwankt von 25O bis weit uber 900 im Fall der Linie a bei den Reihen I B, I1 und 111. Denn hier schlieBt die Elektronenbahn schon mit der Flachennormale einen Winkel von etwa 900 ein, und der elektrische Vektor ist hiergegen nochmal urn 250 geneigt. Die Auslosung der Elektronen erfolgt also in den verschiedenen Fallen zwischen Riohtungen, die fast mit dem elektrisohen

a* 90

w 70

60

50

f0

0

Vektor zusammenfallen und - was besonders bemerkenswert ist - solchen, die um mehr a19 90° gegen ihn verdreht sind.

Wir stellen die berechneten Werte des Winkcls a, der sich vom wirlilichen Austrittswinkel nur um 5 O unterscheidet, auch noch graphisch dar in der Fig. 17, um seine Abhangigkeit von den verschiedenen Versuchsbedingungen deutlicher zu machen. Die Abszisse bedeutet die Frequenz des auslosenden Lichts, ist also proportional der Austrittsenergie der EIek- tronen. Hinxugefugt sind noch xwei Werte a fur die blaue Linie unter Bedingungen, die von den in Reihe I bis V be- nutxten abweichen. Die Winkel nahern sich nach dieser Dar-

bnnalen der Physik. 1V. Folge. 83. 68

1042 F. WoZf

stellung asymptotisch mit wachsender Elektronenanfangs- geschwindigkeit dem Winkel CT des durch die drei Spalten gehenden Mittelkreises. Sie wachsen rnit zunehmender Be- schleunigungsspannung P einerseits, andererseits mit zunehmendem Abstand 1 der Legierung. Diese beiden letzten Eigenschaften sind fur das Folgende wichtig. - Es mu13 aber nochmals ausdrucklich hervorgehoben werden, daJ3 die angefuhrten Zahlenwerte nur den Sinn erster Annaherungen an die tatsachlichen Verhaltnisse besitzen. Denn in Wirklichkeit schwanken die Winkel infolge der Veranderlichkeit des Kon- taktpotentials und des Abstandes 2 (IV. 2) sicher von Fall zu Fall merklich hin und her.

5. Einwirkung der Besohleunigungsspannung und des Abebndes 2

Iteduziert man die rnit verschiedenen Beschleunigungs- spannungen P gemessenen Voltgeschwindigkeiten p von Elek- tronen gleicher Anfangsgeschwindigkeit, also solehen, die durch Eestrahlung mit demselben Licht ausgelost werden, auf ein und dieselbe Beschleunigungsspannung von beispielsweise 3,5 Volt, so miiBte diese umgerechnete Voltgeschwindigkeit, die rnit ps,5 bezeichnet werde, bei allen Versuchen gleich aus- fallen, d. d. unabhangig von dem wirklich angelegten P sein. Es zeigt sich aber, daJ3 p3,5 dach noch eine Funktion der wirklich zur Messung benutzten Beschleunigungsspannung ist. Fig. 3 8 gibt drei unmittelbar nacheinander mit der blauen

Linie an derselben Legierungs- P3s yo/,' flache gemessene und auf P = 3,s

reduzierte Werte p3,s in Ab- hangigkeit des angelegten P. Der =- -%-- Punkt P = 3,5 Volt ist dabei zweimal vollkommen identisch bestimmt in der Reihenfolge mit den anderen: 3,5; 4 4 ; 2,5; 3,5. Die hierin sich zeigende Ab- nahme von ps,6 mit wachsendem

P fallt auch sofort auf beim Vergleich der Reihen I A und I B in Fig. 8, dia mit 2,5 bzw. 3,5 Volt aufgenommen und auf 3,5 Volt reduziert sind. Hand in Hand mit dieser Abhangig- keit beabachtet man ein starkes Anwachsen der Elektronen-

'x. \

287O 478" 9 7 O #

%4 1 * k & P Fig. 18

I : ~ I ~ ~ l l

Ober die Elektronengeschwindigkeiten, usw. 1043

intensitat beim Ubergang von P = 2,5 zu 3,5 Volt und eine geringe Abnahme beim Weiterschreiten zu 4,5 Volt. Aus diesem Grunde sind auch die Hauptreihen I1 und I11 mit P = 3,5 Volt aufgenommen. Ein unmittelbarer Grund fi i r die Geschwindigkeitsabnahme laat sich nicht ohne weiteres angeben. Tatsache ist nur nach dem Obigen, daB mit wachsendem P der Austrittswinkel der Elektronen gegen die Fliichen- normale stark wachst. Die Fig. 17 gibt die den drei Punkten von Fig. 18 zugehorigen Winkel u iiber der Abszisse b in den drei Werten fur 1 = 0,6. Diese Winkelwerte sind auch in Fig. 18 den Punkten beigeschrieben. Die beobachtete Abnahme von p3,5 mit wachsendem P lhBt sich im Zusammenhang mit dieser Variation der Winkel deuten, wenn man, was immerhin denkbar ist, annimmt, daB die Austrittsgeschwindigkeit der Elektronen mit wachsendem Austrittswinkel gegen die Flachen- normale tatsachlich etwas abnimmt. Die vorubergehende Zu- nahme der Intensitat mit wachsendem P ist dann so zu er- klaren, daB das durch die Spalten 1, 2, 3 ausgeblendete Strahlenbiindel mit wachsendem Winkel u zunachst von einem immer grol3er werdenden Flachenstuck der bestrahlten Legierung ausgeht. Wenn aber der Ausgang endlich streifend wird, nimmt die Flache wieder ab. Die ganze Abhangigkeit der End- geschwindigkeit von P ist aber sofort bedeutungslos, wenn man nur Elektronengeschwindigkeiten miteinander vergleicht, die mit ein und derselben Beschleunigungsspannung gewonnen sind. Das Ziel der Untersuchung wird also durch diese Er- scheinung nicht beeintriichtigt.

Storender als die hderung der Beschleunigungsspannung wirkt die nach IV. 2 unvermeidbare, haufige dnderung dea Abstandes 2 durch Erschiitterungen. Auch in diesem Fall andern sich nach Fig. 17 die Winkel und damit die Austritts- geschwindigkeit der BUT Messung gelangenden Elektronen. In der Tat rucken die einaelnen, 3-9 Punkte enthaltenden Beob- achtungsgruppen, die jeweils der Bestrahlung mit einer bestimmten Linie entsprechen und unter sich immer durch kleine Erschutterungen beim Umstellen des Spektrums auf die nachste Linie getrennt sind, ziemlich stark gegen ihre mittlere Lage auf und ab, besonders deutlich bei den Reihen I1 und 111, wo die Austrittswinkel groB sind. Aber auch dieser Nachteil bleibt auf den Vergleich zwischen normalem und selektivem Effekt

68 *

1044 F. Wolf

ohne EinfluB, wenn man diesen auf die Einzelgruppen beschrankt, wahrend deren Dauer sicher keine merkliche Ab- st andsanderung mehr stat t fand.

6. Sonstige Einflusse

Es bleibt zu erinnern, daB die Alkalimetallegierung in ihren 1ichtelekCrischen Eigenschaften uberhaupt auch noch in starkem MaB von unbekannten Vorgtingen an ihrer Oberflache selbst abhangig istl), und zwar an ein und derselben Flache sowohl, wie von einer zur anderen neu hergestellten Flache. Die spektrale Verteilung der Empfindlichkeit ruckt beim selektiven wie beim normalen Effekt willkurlich hin und her. Das Verhaltnis M , : M , ist groRen Schwankungen unterworfen u. a. m. Daher ist es begreiflich, daB auch die Geschwindig- keitsmittelwerte der verschiedenen Reihen I bis V ziemlich voneinander abweichen, und man kann erwarten, daB auch innerhalb jeder einzelnen Reihe Schwankungen in den Ge- schwindigkeiten auftreten, deren Ursachen in Veranderungen der Legierungsoberflache zu suchen sind. Freilich werden solche auch immer mit Kontaktpotentialanderungen Hand in Hand gehen.

Als Endergebnis der Diskussion aller Fehlermoglichkeiten ist also folgendes festzuhalten : Der Vergleich der selektiven Geschwindigkeiten mit den normalen bei den BeobachDungs- reihen I bis V ist sicher innerhalb einer jeden zusammenhangenden Beobachtungsgruppe zulassig, die ohne Erneuerung der Legierungsoberflgche und ohne Verstellung des Spektrums mit einer einzigen Quecksilberlinie erhalten ist . Als Fehler gehen hierbei nur noch ein die unvermeidlichen Schwankungen des Kontaktpotentials, die bis fast 0,l Volt betragen konnen, und die zuletzt genannten moglichen Einflusse durch Ver- anderungen in der Oberflache, die man notwendig in Kauf nehmen mu& Sonst sind die Versuchsbedingungen innerhalb einer jeden solchen Gruppe fur alle Beobachtungspunkte streng dieselben. Dies gilt selbst fur die GroBe der Austrittswinkel. Denn wir wissen aus den Schaubildern der Figg. 8-11, da13

1) Vgl. hieriiber zusammenfassend: R. Pohl, Die Naturw. 14. S. 213. 1926.

Uber die Ebktronengeschwindigkeiten usw. 1045

die normalen und selektiven Endgeschwindigkeiten 21 sich nicht wesentlich voneinander unterscheiden, und dann fuhrt ja die Berechnung nach 11. 2. e) auch auf gleiohe Winkel K.

a b c d

V. Ergebnisse

1. Bleiohheit der Beschwindigkeiten

Zum endgultigen Vergleich der Geschwindigkeiten sind noch die Intensitatsverhaltnisse M,: M , der Tabb. 2 und 3 bei selektivem und normalem Effekt besonders zu beachten. Zwar schwanken sie, wie bei der Veranderlichkeit der Ober- flachenbeschaffenheit nicht anders zu erwarten ist, bei gleicher Wellenlange von Fall zu Fall stark, doch 1aBt ihre GroBen- ordnung keinen Zweifel zu, daB die Anordnung bei den Ver- suchen den selektiven bzw. den normalen Effekt tatsachlich in aller Scharfe wiedergab. Wir stellen in Tab. 5 zum Ver- gleich noch die Mittel unserer Verhaltnisse M,: M , mit den entsprechenden Werten zusammen, die einem Schaubild aus einer der ersten Mengenuntersuchungen der Herren Poh l und P r ingshe im entnommen sind.l) Die Selektivitat tritt demnach in den vorliegenden Messungen noch scharfer hervor als bei den alten von den Herren P o h l und Pringsheim. Unsere Zahlen stehen ubrigens auch in gutem Einklang mit den An- gaben von Hrn. K. Farwig2), der im selektiven Wellenlangen- gebiet der Legierung fur M,: M , Werte von 25 bis 30 findet. Bei den anderen MeBreihen I, IV und V, deren Zahlendaten nicht tabellarisch wiedergegeben sind, entsprechen die Mengen- verhaltnisse ebenfalls im wesentlichen den hier aufgefuhrten Zahlen.

Tabelle 5

395 190 23,2 12,5 20,7 14,4 26,6 10,6

-~ M , : ill, Linie

hier (Mittel) I Pohl

1046 F. Wolf

Hiermit konnen wir den MeBreihen I bis Q mit aller Be- stimmtheit das Hauptergebnis der ganzen Untersuchung entnehmen : Die Gesch~ndigkeit der durch den seblctiven Zicht- eleklrischen Effekt an Kalium-Natriumlegierung ausgelosten Elektronen fall t in dem ganxen untersuchten Wellenlangengebi et von 546 bis 365pp, also iiber den gropten Teil des selektiven Mengenmaximums, im wesentlichen ausammen mit der Elek- trvnengeschwindigkeit des normalen Effekts, obwohl die Mengen der in beiden Fallen ausgelosten Elektrvnen ungeheuer ver- schieden sind.

Nach der Winkelzusammenstellung von IV, 4 gilt diese Ubereinstimmung der Geschwindigkeiten auch fur einen auBer- ordentlich groBen Winkelbereich von fast senkrechtem bis zu streifendem Austritt der Elektronen aus der bestrahlten Fliiche, und gleichzeitig, was noch bemerkenswerter ist, unter Winkeln der Elektronenaustrittsrichtung beim selektiven Effekt gegen den elektrischen Vektor des Lichts, die sich von kleinen Werten bis weit uber 900 erstrecken.

Die kleinen Schwankungen, die die Geschwindigkeits- werte p des selektiven oder normalen Effekts innerhalb der einzelnen Gruppen unter sich noch aufweisen, durfen wohl ohne Bedenken den Variationen des Kontaktpotentials und sonstigen Veranderungen der lichtempfindlichen Oberflache zu- geschrieben werden. Bei den Punkten des normalen Effekts tritt noch eine erhohte MeBunsicherheit hinzu, da dabei die Elektrometerausschlage oft nur sehr klein ausfielen. Man darf namlich uberhaupt beim Vergleich der Punkte in den funf MeBreihen nie auBer Acht lassen, daB die normalen Geschwin- digkeitenp aus Messungen abgeleitet sind, bei denen die Elek- tronenintensitat meist 10 bis 40 ma1 kleiner war als bei den selektiven Werten, und doch muBten sie alle abwechselnd unmittelbar nacheinander mit demselben Elektrometer bei gleichbleibender Empfindlichkeit gemessen werden.

2. SekundZire Unterschiede

a) Bei sehr genauer Prufung scheinen die selektiven Ge- schwindigkeiten p der Reihen bei allen benutzten Wellenlangen systematisch um einen kleinen Betrag groBer zu sein als die normalen. Berechnet man aus den p-Werten der unt'er gleichen Bedingungen erhaltenen Reihen II und III fiir jede Farbe


und jeden der beiden lichtelektrischen Effekte das Mittel, so findet man durch Differenzbildung, daB die Geschwindigkeit der selektiven Elektronen die der normalen

bei der Linie a um 0,033 Volt, ,, ,) ), b ,, 0,033 ,) 17 7, 1 , c 9 , 0,016 2 7

y y ,, ,) ,, 0,023 3 j

durchschnittlich ubertrifft. Es scheint nach genauer Prufung kein Anhaltspunkt dafur vorhanden, daB diese Verschiedenheit auf einen systematischen Fehler zuruckzufuhren sei, den die Apparatur hervorruft, wenn man von einem Effekt zum anderen ubergeht. Vielmehr ist dieser kleine Unterschied moglicherweise reell, wenn man auch den angefiihrten Ziffern naturlich keine quantitative Bedeutung beimessen darf, da sie an der Grenze der Meljgenauigkeit 1iegen.l) Das Ergebnis des Geschwindigkeitsvergleichs im vorigen Abschnitt wird aber durch diese Feststellung nicht beeintrachtigt. Denn wenn auch wirklich kleine Unterschiede in den Geschwindigkeiten vorhanden sein mogen, so sind sie doch sicher von so unter- geordneter Bedeutung, da13 sie aus der Betrachtung dann aus- scheiden mussen, wenn man der doch im wesentlichen nachgewiesenen Ubereinstimmung der Geschwindigkeiten beider Effekte die wirklich enorme Mengenverschiedenheit gegenuber- stellt .

DaB ubrigens beide Effekte sich sicher nicht nur in den Elektronenmengen deutlich unterscheiden, geht auch noch aus den folgenden Feststellungen hervor, die sich nebenbei aus den Messungen ergeben.

b) Die Halbwertsbreiten (vgl. 111) sind bei Bestrahlung mit gleicher Lichtart von Fall zu Fall recht konstant, doch zeigen sie bei den zwei Effekten sehr verschiedenes Verhalten als Funktion von v. Die Mittel zusammengehoriger Werte H B aus den Tabb. 2 und 3 sind in der Fig. 19 in Abhangigkeit von der Schwingungszahl aufgetragen. Im Gegensatz zu dem Befund Hrn. Ramsauers an edleren Metallen2) steigt die Halb-

1) Es ist nicht anzunehmen, daB diese Unterschiede mit den von E n . Ives angegebenen identisoh sind (vgl. I. 2. d). Denn mit der vie1 groberen elektrischen Methode, die er anwandte, wiiren so kleine Diffe- renzen in den Geschwindigkeiten uberhaupt nicht nachweisbar.

2) C. Ramsauer, Ann. d. Phys. 45. S. 1121. 1914.

1048 F. Wolf

wertsbreite des normalen Effekts bei unserer Legierung nicht proportional v an, sondern uberschreitet mit zunehmendem v ein Maximum bei etwa v = 7,5 * 1014/sec, entsprechend I=400p,u.

XB. Ydf

Fig. 19

c) Ein genauer Uberblick iiber die Werte des Intensitats- verhaltnisses M,: M , in den Tabb. 2 und 3 zeigt, da13 dieses innerhalb jeder langeren, zusammenhangenden Einzelgruppe von Beobachtungen mit fortschreitender Zeit abnimmt. Dies bedeutet, da13 die Empfindlichkeit der Legierung fur den selektiven Effekt rascher verschwindet als fur den normalen. Man erkennt die gleiche Eigentumlichkeit auch aus der ver-

Skt

QB norma/ x sefekth

Beikhfung GOsec.

k

M *

@ 50 0 TU zo 3a 4(0 5i3 ozei? 0

Fig. 20

schieden raschen Abnahme der Elektrometerausschlage fur die beiden Effekte, wie sie in Fig. 7 wiedergegeben wurde, oder noch schoner in Fig. 20, die den IntensiMxabfall der Kurveni maxima zeigt, \vie er nacheinander bei der Best,immung der Punkte von Reihe V mit gefiltertem tveiBem Quecksilberlicht gefunden wurde.

Ober die Elektronengeschwindiqlceiten usw. 1049

3. Weitere Ergebnieee

A) Mit Hilfe des in IV. 4. abgeleiteten Mittelwertes fur das Kontaktpotential K = 2,4 Volt lassen sich nun auch Zahlsnwerte fur die wahren Austrittsgeschwindigkeiten p selbst angeben. Nach I11 hangen diese mit den gemessenen Geschwindigkeiten p , dem Kontaktpotential K und der Be- schleunigungsspannung P zusammen, nach der Gleichung : p = p + K - P Volt. Vereinigt man in den MeBreihen II und 111, die unter gleichen Bedingungen aufgenommen sind, zusammengehorige Werte p zu Mitteln, so gelangt man mittels dieser Gleichung zu den in Tab. 6 wiedergegebenen Anfangs-

Tabelle 6

geschwindigkeiten yo, die freilich nur den Sinn von ersten Naherungswerten beanspruchen durfen. Denn einmal sind zu ihrer Gewinnung schon MeBpunkte ZusammengefaBt, die sich wegen der fruher besprochenen Fehlerquellen uberhaupt nur mit Vorbehalt vergleichen lassen, und dann kommt vor allem durch den Naherungswert des Kontaktpotentials noch eine weitere Unsicherheit hinzu, so daB moglicherweise die ganzen Werte der Tabelle samtlich noch um eine kleine additive Kon- stante zu korrigieren waren.

b) Tragt man die Anfangsgeschwindigkeiten p , als Funk- tion der Frequenz v des eingestrahlten Lichts auf, so erhalt man das Schaubild der Fig. 21. Dieses zeigt, daB sich die Abhangigkeit sowohl im Fall des normalen wie in dem des selektiven Effekts sehr gut durch eine Gerade darstellen la&, und zwar ist diese Linearitat bedeutend besser gesichert als die absolute Gro13e der p , in Tab. 6 selbst. Denn hier kommt es wieder nur auf die Differenzen zwischen den zu verschie- denem v gehorenden Werten p o an, und diese sind von dem unsicheren Zahlenwert K des Kontaktpotentials unabhangig. Diese Darstellung der Anfangsgeschwindigkeiten in Abhangigkeit

1050 F. Wolf

von der Frequenz des Lichts durch eine Gerade ist nicht zu verwechseln mit den Bestimmungen lichtelektrischer Hochst- geschwindigkeiten zur Gewinnung des P lane ksohen Wirkungs- quantums h. Denn unsere p,-, sind keine maximalen Geschwin, digkeiten, sondern solche der grol3ten Elektronenhaufigkeit. Fiir diese darf man von vornherein gar keinen so einfachen

Fig. 21

Zusammenhang mit h erwarten, ebensowenig Hi. Ramsauerl) mit seinen Geraden fur edlere Metalle, die sich ebenfa.lls auf solche Geschwindigkeiten beziehen, eine h-Bestimmung beab- sichtigte.2) Im Gegenteil ist es hier wie bei der angefuhrten Arbeit aufierordentlich uberraschend, da13 diese Geschwindig- keiten grofiter Elektronenhaufigkeit iiberhaupt linear mit der Frequenz des Lichts anwachsen. Aus der Neigung unserer Geraden berechnet sich eine Konstante, die mit dem fur die Kochsbgeschwindigkeiten geltenden Plane kschen h auf wenige

1) C. Ramsauer, Ann. d. Phys. 45. S. 1121. 1914. 2) Deswegen ist auch die Aufnahme dieser Beobachtungen in die

Zusammenstellung Hrn. Ladenburgs ,,Plan& elementares Wirkungs- quantum und die Methoden zu seiner Messung" (Jahrb. d. Rad. u. El. 17. S. 93. 1920) nicht angebracht und kann leicht zu einer irrtumlichen Beurteilung dieser Untersuchungen fiihren.

Uber die Elektr~engeschwindigkeitelz usw. 1051

Prozent ubereinstimmt, wahrend die Neigungskonstanten von Hrn. Ramsauers Geraden sich wesentlich von h unterscheiden. Dies bedeutet, daB fur die Kalium-Natriumlegierung die Energie der groBten Elektronenmenge hinter der von Milli kan gemessenen Hochstenergie der schnellsten Elektronen fur alle Frequenzen des Lichts um nahe dieselbe Differenz zuruckbleibt, wahrend fur die Ramsauer schen Kurven andere Zusammen- hange gelten, wie es sich auch in dem verschiedenen Verhalten der Halbwer t s brei t en zeigt . l)

VL Zusammenfassnng

Es wird die Frage untersucht, ob der bekannten auI3er- ordentlichen Verschiedenheit der Elektronenmengen beim normalen und selektiven lichtelektrischen Effekt auch eine iihn- liche Verschiedenheit in den Elektronengeschwindigkeiten ent - spricht, oder ob diese in beiden Fallen ubereinstimmen. Zu diesem Zweck wird die Geschwindigkeit der durch den seIek- tiven Effekt an Kalium-Natriumlegierung ausgelosten Elek- tronen bei den Wellenlangen 546, 436, 405 und 365pp des Quecksilberbogens durch Ablenkung im homogenen Magnetfeld bestimmt und mit der jeweils gleichzeitig gemessenen Elek- tronengeschwindigkeit des normalen Effekts verglichen. Es handelt sich dabei stets um die Voltgeschwindigkeiten der in maximaler Menge austretenden, nicht um Hochstenergien der schnellsten Elekt,ronen. Eine eingehende Diskussion der Fehler- moglichkeiten beweist die Stichhaltigkeit des Vergleichs.

Ergebniese

1. Gleichhei t de r Geschwindigkei ten

Die Elektronengeschwindigkeiten beider Effekte sind in dem ganzen untersuchten Wellenlangengebiet im wesentlichen identisch. Die Abhangigkeit der Geschwindigkeit von der Frequenz des Lichts ist also fur den selekt,iven Effekt dieselbe wie fur den normalen. Dies gilt fur einen sehr grol3en Bereich

1) Diese Verschiedenheit macht es sehr zweifelhaft, ob man uberhaupt die an Alkalimetallen gefundenen Beziehungen ohne weiteres auf edlere Metalle ubertragen darf, wie dies auch schon Hr. Ramsauer bei seiner Erwiderung auf Hrn. Millikans Kritik hervorgehoben hat (Ann. d. Phys. 62. S. 483. 1917).

1052 I?. wolj

des Winkels zwischen Elektronenaystrittsrichtung und der Normalen der bestrahlten Flache einerseits, wie des Winkels zwischen der Austrittsrichtung und dem elektrischen Vektor des Lichts beim selektiven Effekt andererseih. Die beiden Effekte unterscheiden sich also irn Gegensatz zu der ungeheueren Verschiedenheit ihrer Elektronenmengen hinsichtlich der Ge- schwindigkeiten der Elektronen nicht.

2. Sekundiire Untersohiede a) Innerhalb dieser im wesentlichen nachgewiesenen Uber-

einstimmung beider Effekte scheint die Geschwindigkeit der selektiven Elektronen die der normalen um einen sehr kleinen, von der Wellenlange unabhangigen Betrag von einigen Hun- derteln eines Volt zu ubertreffen, falls man solchen Mittel- werten, die klein sind gegenuber der erreichten EinzelmeB- genauigkeit, iiberhaupt Realitat zusprechen darf.

b) Die Breite des Geschwindigkeitsbereichs wachst beirn selektiven Effekt mit der Schwingungsdauer des Lichts standig an, wahrend sie beim normalen Effekt ein Maximum bei 3, = 400 ,up aufweist.

c) Die zeitliche Abnahme der lichtelektrischen Empfind- lichkeit der Legierung schreitet fur den selektiven Effekt rascher fort als fur den normalen.

3. Weitere Ergebnisse a) Die Kontaktpotentialdifferenz zwischen Kalium-Na-

triumlegierung und Messing wird in einer besonderen An- ordnung untersucht. Sie wachst vom Zeitpunkt der Her- stellung einer frischen Legierungsoberflache ab im Vakuum erst rasch, dann langsamer werdend an, urn sich einem Hochst- wert asymptotisch zu nahern. Ihr Wert ist auBerdem standigen kleinen Schwankungen unterworfen, die offenbar auf Ver- anderungen der Legierungsflache durch angreifende Gasreste zuruckzufuhren sind. Wahrend der Anfangsperiode ergibt sich im Mittel der ungefahre Wert von 2,4 Volt.

b) &lit Hilfe dieses Zahlenwertes werden fur die Geschwin- digkeiten der Elektronen beim Verlassen der lichtempfindlichen Flache angenaherte Absolutwerte abgeleitet.

c) Obwohl es sich nicht urn Hochstgeschwindigkeiten, sondern urn solclie groBter Elektronenhaufigkeit handelt, wird


ihre AbhEingigkeit von der Frequenz des Lichts bei beiden Effekten gut durch eine Gerade dargest,ellt,. Die Geraden- neigung gestattet die Verknupfung der Geschwindigkeiten groBter Elektronenmenge mit den Hochstgeschwindigkeiten.

Hm. Prof. Dr. Rarnsauer spreche ich fur das groBe Inter- esse, das er dieser Arbeit entgegengebracht hat, meinen besten Dank aus. Ebenso danke ich der Notgemeinschaft, der Deutschen Wissenschaft fur Unterstutzungen verschiedenster Art.

Danzig, Physikalischee Institut d. Technischen Hochschule, Mai 1927.

(Eingegangen 25. Mai 1927)

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Über die Elektronengeschwindigkeiten beim normalen und selektiven lichtelektrischen Effekt